Cohérence à un et deux électrons en optique quantique électronique

Cohérence à un et deux électrons en optique quantique électronique

Cohérence émise par un contact ohmique commandé en tension, source leviton 

Effet d’un contact ohmique sur la cohérence électronique Outre un condensateur mésoscopique, nous avons indiqué au chapitre introductif qu’il est possible d’utiliser un contact ohmique commandé en tension pour produire de façon contrôlée des excitations dans un canal de bord. Les principes physiques gouvernant son comportement ont été présentés au paragraphe 1.3.3, page 17. Rappelons qu’un contact ohmique est un élément métallique plongé dans le gaz bidimensionnel. Les états quantiques des électrons du contact et de ceux du canal sont identiques en raison du fort couplage entre les deux, tant par effet capacitif que par effet tunnel. Lorsqu’il est relié à un générateur lui imposant une tension de commande V , un contact ohmique agit comme une source d’excitations dans le canal de bord. En termes de cohérence, le couplage entre le contact ohmique et le canal de bord a pour effet de modifier la cohérence du canal sous forme d’un terme de phase. L’effet physique mis en jeu est un effet Aharonov–Bohm de type électrique. Soumis au potentiel électrique V (t) du contact ohmique, l’électron acquiert une phase qui lui est proportionnelle. Lorsque l’état incident est une mer de Fermi, alors l’état en sortie du contact ohmique s’écrit sous la forme G (e) (t|t ′ ) = exp [ i e ℏ ˆ t t ′ dt1 V (t1) ] G (e) F (t − t ′ ). (2.101) Ce résultat a été exploité par C. Grenier [76] dans le cadre de la théorie de Floquet et donc pour un contact commandé par une tension périodique. Notons que si la tension de commande V (t) possède une composante continue V0, celle-ci se traduit par un terme de phase variant en t−t ′ qui peut être incorporée dans une redéfinition du potentiel électrochimique de la mer de Fermi µ ′ = µ − eV0. Dans la suite, on suppose le potentiel électrochimique ainsi redéfini et la tension de commande V (t) de moyenne nulle.

Contact ohmique commandé par une tension harmonique

Commençons par décrire le cas d’une tension de commande harmonique, qui est à la fois intéressant en lui-même, mais également car la linéarité (supposée) du comportement du contact ohmique fait de la tension harmonique l’élément de base permettant de décrire et construire n’importe quelle tension de commande. En outre, l’état émis par un contact ohmique commandé par une tension harmonique sert d’état de référence dans le protocole de tomographie quantique, introduit par C. Grenier et al. [78], qui sera discuté au paragraphe 4.3.4, page 145. Calcul de la fonction de Wigner Dans le cas où le potentiel appliqué au contact ohmique est périodique de fréquence ν, la fonction de Wigner peut se calculer dans le cadre de la théorie du transport photo-assisté. Cette théorie a été introduite par P. Tien et J. Gordon en 1963 [170] puis appliquée aux systèmes mésoscopiques au tournant des années 2000 par M. Büttiker [139, 148]. Les quantités importantes sont les amplitudes de transition photoassistée pn, qui quantifient l’amplitude de transition d’un électron entre un état d’énergie ε et un autre état d’énergie ε + nhν où n est un entier relatif. La fonction de Wigner (15) s’écrit alors sous la forme W(e) (t, ω) = ∑ (n,m)∈Z2 pn p ∗ m e 2iπ(n−m)νt fF (ω − π(n + m)ν) (2.102) (15). Il s’agit ici de la fonction de Wigner totale, et pas seulement de la contribution d’excès 

Cohérence à un électron

Cohérence émise par un contact ohmique commandé en tension, source leviton. où fF est une fonction de distribution de Fermi, sous-entendue au potentiel chimique décalé µ ′ . Remarquons que l’intégrale par rapport au temps donne le nombre d’occupation électronique moyen sous la forme f(ω) = ∑ n∈Z |pn| 2 fF (ω − 2πnν), (2.103) ce qui indique bien le sens physique de |pn| 2 comme la probabilité d’un processus d’émission ou d’absorption à n photons. Dans le cas d’une tension de commande harmonique V (t) = V1 cos(2πνt), la fonction de Wigner s’écrit en termes des fonctions de Bessel de première espèce Jn [75], W(e) (t, ω) = ∑ n∈Z Jn ( 2eV1 hν cos(2πνt) ) fF (ω + πnν). (2.104) Deux régimes apparaissent alors naturellement, caractérisés par le rapport η = eV1/hν. La limite η ≫ 1 correspond à une limite semi-classique, où les effets physiques sont dominés par des processus multi-photoniques. Au contraire, le régime η ≪ 1 est de nature quantique où la physique est pilotée par les phénomènes à un photon. Notons qu’une troisième échelle d’énergie entre en jeu, d’origine thermique kBT, qui doit également être petite devant l’énergie hν d’un photon pour que le régime quantique puisse être atteint. Régime quantique Dans le régime quantique, la condition η = eV1/hν ≪ 1 permet de développer la fonction de Wigner en un point donné en puissances de η. Le terme d’ordre 0 du développement donne comme attendu la fonction de Wigner de la mer de Fermi fF (ω), la seule fonction de Bessel non-nulle en 0 étant J0, qui vaut 1. Le terme du premier ordre s’écrit ensuite sous la forme ∂W(e) ∂η ⏐ ⏐ ⏐ ⏐ ⏐ η=0 = [fF (ω − πν) − fF (ω + πν)] cos(2πνt) (2.105) Cela traduit une modulation harmonique de la fonction de Wigner, de faible amplitude car il s’agit du terme d’ordre 1, et ayant lieu dans une gamme d’énergie 2πν centrée sur l’énergie de Fermi. Cette contribution est de moyenne temporelle nulle, donc sans effet sur le nombre d’occupation moyen, mais contribue au courant moyen i(t). Ce dernier correspond à l’intégrale de la fonction de Wigner sur les énergies, voir équation (2.92) page 62, qui s’écrit ici au premier ordre en η i(t) = e 2 h V (t). (2.106) On y reconnaît le quantum de conductance e 2/h, comme attendu pour la réponse linéaire d’un canal de bord. Le terme du second ordre traduit l’absorption d’un photon associée à la promotion d’un électron au dessus du niveau de Fermi. Il s’écrit ∂ 2W(e) ∂η2 ⏐ ⏐ ⏐ ⏐ ⏐ η=0 = [fF (ω + 2πν) + fF (ω − 2πν) − 2 fF (ω)] cos2 (2πνt). (2.107) Pour le comprendre, considérons la limite de température nulle. Le terme entre crochets vaut alors −1 pour −hν ≤ ℏω ≤ 0 et 1 pour 0 ≤ ℏω ≤ hν. Remarquons que ce terme du second ordre ne modifie pas le courant moyen car son intégrale sur les énergies est nulle, mais affecte en revanche les populations des niveaux électroniques, ce qui se voit puisque son intégrale par rapport au temps est cette fois non-nulle. 69 2. Cohérence à un électron. 

Régime semi-classique

Le régime classique correspond à une tension de commande de grande amplitude eV1, ou inversement de basse fréquence hν. Par conséquent, décrire le comportement de la fonction de Wigner à temps t¯fixé et sur l’échelle d’énergie eV1 ne demande que de décrire le comportement de la fonction de cohérence G (e) (t, τ ) dans le domaine temporel sur des échelles de temps τ ∗ courtes, telles que τ ∗ν ≪ 1. Une approximation adiabatique pour laquelle la tension de commande V (t) est constante à l’échelle de temps τ ∗ est donc une première approche pertinente pour décrire la fonction de Wigner. Cela se traduit formellement en écrivant la fonction de Wigner sous la forme d’une distribution de Fermi dont le potentiel chimique dépend du temps, W (e) ad (t, ω) ≃ fF ( ω + eV (t) ℏ ) . (2.108) Dans le cas où V (t) est harmonique, cela donne naissance à des vagues sur la mer de Fermi, qui sont le motif principal visible figure 2.14. Néanmoins, des corrections quantiques à cette approximation adiabatique sont à prendre en compte. Un développement limité autour du potentiel chimique dépendant du temps permet de montrer que l’échelle d’énergie δω(t) sur laquelle les corrections quantiques se manifestent à un instant t donné est reliée à la dérivée seconde de la tension de commande par δω(t) = ν 2 ( 2πe |V ′′(t)| hν3 )1/3 . (2.109) Dans le cas de grande amplitude, les corrections quantiques s’étendent en énergie sur un domaine dont l’extension dépend du temps, et peut être sensiblement plus grande que hν. Aux instants auxquels |V ′′(t)| ≃ ν 2 V1, cette extension devient de l’ordre de eV1/hν. Dans ce cas, les corrections quantiques agissent sur la même échelle d’énergie que les vagues de la mer de Fermi et ne se limitent pas à des corrections sur la crête des vagues. Dans le cas d’une tension de commande harmonique, c’est ce que l’on obtient à chaque demi-période, pour νt = q/2, q ∈ Z. Notons enfin que la température a pour effet de lisser la fonction de Wigner sur une échelle d’énergie kBT, ce qui tend à faire disparaître les corrections quantiques de faible amplitude et rapidement oscillantes. La fonction de Wigner que nous venons de discuter est présentée en régime classique figure 2.14 dans les limites basse et haute température. Dans la limite basse température, les corrections quantiques sont importantes et l’état obtenu est clairement non-classique au sens du critère (2.96). En revanche, quand la température augmente, l’état tend à devenir classique.

Source leviton Contact ohmique commandé par une tension lorentzienne

Lorsqu’il est commandé par une tension harmonique, un contact ohmique émet une multitude de paires électron-trou cohérentes. L. Levitov, D. Ivanov, H. Lee et G. Lesovik [96, 108] ont montré qu’il pouvait également agir comme source d’excitations contenant seulement un ou quelques électrons, à condition que la tension de commande soit lorentzienne, V (t) = V0 1 + ( t−t0 τe )2 , (2.110) et qu’elle vérifie la condition de quantification ˆ +∞ −∞ dt e V (t) = n h , n ∈ N ∗ , soit V0 = n hτe π , n ∈ N ∗ . (2.111) 70 2. Cohérence à un électron. 2.6. Cohérence émise par un contact ohmique commandé en tension, source leviton. -1 -0.5 0 0.5 1 νt -15 -10 -5 0 5 10 15 ℏω/hν -0.5 0 0.5 1 1.5 (a) kBT = 0 -1 -0.5 0 0.5 1 νt -15 -10 -5 0 5 10 15 ℏω/hν -0.5 0 0.5 1 1.5 (b) kBT = 0.25eV1 Fig. 2.14 – Fonction de Wigner émise par un contact ohmique commandé par une tension harmonique. La tension de commande du contact ohmique est de fréquence ν d’amplitude eV1 = 10hν. Les corrections quantiques sont visibles à température nulle, figure (a), mais sont noyées par les effets thermiques dès que la température devient comparable à l’amplitude de la tension de commande, figure (b). Une discrétisation des énergies apparaît en raison de la périodicité. L’échelle de couleur est commune aux deux figures. Dans ce cas, l’état émis dans le canal est un état contenant strictement n électrons, de largeur typique τe et émis en t = t0. Cet état a été dénommé quasi-particule de Levitov ou leviton. Il s’agit d’un état bien résolu en temps, mais dont le spectre en énergie n’est pas séparé du niveau de Fermi. Comme mentionné au paragraphe 1.3.3, page 19, une telle source a été mise en œuvre ces dernières années au sein du groupe de C. Glattli, au CEA Saclay [46]. Il est intéressant de noter que les excitations portant plus d’un électron peuvent se décrire de façon simple sous la forme d’un paquet d’ondes cohérent contenant n électrons [77]. Plus précisément, il s’agit d’un déterminant de Slater construit à partir de n fonctions d’onde monoélectroniques deux à deux orthogonales. Les composantes de Fourier de ces fonctions d’onde s’écrivent ˜ϕk(ω) = √ 2 τe vF Θ(ω) e−ωτe Lk−1(2ωτe) (2.112) où Lk est le polynôme de Laguerre d’ordre k [75]. L’excès de cohérence à un électron porté par un leviton unique est représenté dans le domaine des temps figure 2.3, page 52. La figure 2.10, page 61, représente l’excès de cohérence en énergie porté par une paire électron–trou, dont la partie à énergie positive, ω >¯ 0, est directement celle due au leviton unique envisagé ici. Fonction de Wigner La fonction de Wigner associée peut se calculer analytiquement dans le cas où un seul leviton est émis, ou bien être évaluée numériquement par la théorie de Floquet dans le cas où l’on considère un train périodique d’excitations. Pour un unique leviton de charge −ne, la fonction de Wigner en excès s’écrit sous la forme ∆W(e) (t, ω) = √ 4π Θ(ω) e−2ωτe n∑−1 k=0 ∑ k ℓ=0 ( 2ωτe √ ωt )2ℓ+1 L (2ℓ) k−ℓ (4ωτe) ℓ! Jℓ+ 1 2 (2ωt), (2.113) utilisant les fonctions de Bessel J et les polynômes de Laguerre généralisés L [75]. La fonction de Wigner en excès obtenue analytiquement est représentée figure 2.15.  – Fonction de Wigner en excès d’un unique leviton n = 1. Le leviton a pour largeur τe. Il s’agit d’une excitation bien localisée en temps mais mal séparée de la mer de Fermi en énergie. Une évaluation numérique de la fonction de Wigner a été menée par A. Feller et A. Ghibaudo pour un train périodique de leviton. Cela permet de considérer le cas où la condition de quantification (2.111) n’est pas vérifiée en évaluant numériquement l’expression (2.101), page 68, à l’aide du même code Floquet précédemment mentionné. On note alors γ = e h ˆ +∞ −∞ dt V (t), (2.114) où V (t) est toujours une tension lorentzienne. Si la condition de quantification (2.111) est vérifiée, γ est entier et est égal au nombre n d’électrons émis. Par habitude, les notations diffèrent, n n’étant utilisée que dans le cas particulier où l’état émis compte un nombre bien défini d’électrons. La figure 2.16 présente la fonction de Wigner d’un train de levitons pour plusieurs valeurs de γ. Comme attendu, il s’agit d’excitations temporellement résolues mais dont le spectre en énergie n’est pas séparé de la mer de Fermi. Des minima secondaires apparaissent entre les levitons constituant le train. Il s’agit de réminiscences des corrections quantiques discutées précédemment, qui interfèrent ici constructivement pour redonner une forme proche de celle d’un leviton. Comme le leviton ne peut plus être décrit par l’approximation adiabatique précédente, elles sont ici plus importantes. Une fois encore, ce sont ces corrections quantiques qui permettent à la fonction de Wigner des levitons de violer l’inégalité (2.96), signature de leur caractère non-classique. Lorsque l’intégrale γ augmente, la fonction de Wigner s’étend vers les énergies élevées, ce qui est normal puisque l’intégrale γ est reliée à l’amplitude de la tension. L’élément le plus remarquable concerne toutefois la mer de Fermi : lorsque γ prend des valeurs entières, celle-ci n’est absolument pas modifiée par la présence des levitons, signe qu’il s’agit bien d’excitations purement électroniques. Au contraire, lorsque γ n’est pas entier des trous apparaissent dans la mer de Fermi : l’excitation ne peut plus être vue comme un ajout purement d’électrons, mais doit bien être comprise comme une excitation collective.