激子極化激元是半導(dǎo)體激子和微腔光子強(qiáng)耦合而形成的一種新的具有玻色子特性的準(zhǔn)粒子。由于其小的有效質(zhì)量和強(qiáng)的相互作用,理論上,可以在普通低溫甚至室溫下達(dá)到玻色愛(ài)因斯坦凝聚（BEC）。近幾年以來(lái),微腔激子極化激元成為凝聚態(tài)物理學(xué)中的一個(gè)研究熱點(diǎn),受到國(guó)內(nèi)外學(xué)者的熱切關(guān)注。對(duì)其研究已拓展到各種小量子系統(tǒng),包括量子阱,薄膜,量子線(xiàn)和量子點(diǎn)等。眾多基本物理問(wèn)題均可依托微腔激子極化激元來(lái)研究,比如玻色愛(ài)因斯坦凝聚,超流,KPZ效應(yīng),渦旋等。渦旋屬于二維系統(tǒng)的拓?fù)淙毕?在一定條件下順時(shí)針和逆時(shí)針的渦旋會(huì)形成兩兩配對(duì)的束縛態(tài),這稱(chēng)為Berezinskii-Kosterlitz-Thouless（BKT）相變。在本項(xiàng)研究研究中,我們考察了激子極化激元系統(tǒng)中的渦旋的動(dòng)力學(xué)行為,以及由渦旋引起的BKT拓?fù)湎嘧兊男再|(zhì)。激子極化激元是半導(dǎo)體量子阱中的激子和微腔光子耦合后產(chǎn)生的一種半光半雜化態(tài)的準(zhǔn)粒子,它構(gòu)成了一種典型的帶有外部驅(qū)動(dòng)和內(nèi)部耗散的非平衡量子流體,是一個(gè)很好的研究非平衡渦旋的平臺(tái)。我們的理論研究基于Gross-Pitaevskii（GP）方程,同時(shí)考慮了外部驅(qū)動(dòng)和內(nèi)部耗散對(duì)系統(tǒng)的影響。我們用隨機(jī)模擬方法... 

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【學(xué)位級(jí)別】：碩士

【部分圖文】：

典型的微腔結(jié)構(gòu)[74-75]

上海師范大學(xué)碩士學(xué)位論文第1章緒論5能量，則其壽命可以變長(zhǎng)。另一方面，如圖1.2(b)中兩個(gè)分支對(duì)應(yīng)了系統(tǒng)的兩個(gè)新的本征態(tài)，也就是激子極化激元，其中每個(gè)本征態(tài)都是光子態(tài)和激子態(tài)的線(xiàn)性組合，其色散曲線(xiàn)在零波失附近區(qū)域有一個(gè)明顯的下陷，表明微腔激子極化激元的有效質(zhì)量非常輕，因此很容易實(shí)現(xiàn)玻色-愛(ài)因斯坦凝聚[43]。微腔激子極化激元是在冷原子之后第一個(gè)在實(shí)驗(yàn)上實(shí)現(xiàn)BEC凝聚的玻色粒子。微腔激子極化激元產(chǎn)生凝聚的臨界溫度能夠達(dá)到幾開(kāi)，并且應(yīng)該可以實(shí)現(xiàn)更高溫度下的凝聚[46-47]，這是其它玻色子與之無(wú)法相比的。圖1.2（a）該裝置由一個(gè)或多個(gè)量子阱（QW）組成；（b）當(dāng)在量子阱中時(shí)發(fā)生耦合時(shí)，激子和光子發(fā)生強(qiáng)耦合形成上、下極化激元（UP和LP）[82]。另外，微腔激子極化激元中的激子部分導(dǎo)致了很多微腔激子極化激元的動(dòng)力學(xué)行為[61-64]和激子極化激元之間的相互作用[60]。正是因?yàn)檫@些激子極化激元的色散和非線(xiàn)性相互作用機(jī)制，人們才能夠設(shè)計(jì)和實(shí)現(xiàn)光開(kāi)關(guān)[66]和微腔光放大器[65]等應(yīng)用。另一方面，激子極化激元能夠?qū)崿F(xiàn)許多基本物理現(xiàn)象，這也引起了人們的普遍關(guān)注，比如渦流[70,71]、玻色-愛(ài)因斯坦凝聚[67,68]、約瑟夫振蕩和超流[69]的問(wèn)題。因此，近十幾年來(lái)，激子極化激元玻色-愛(ài)因斯坦凝聚體方面的工作引起了人們的關(guān)注和研究熱情。然而近期的理論研究發(fā)現(xiàn)，對(duì)于帶有驅(qū)動(dòng)和耗散的激子極化激元凝聚體，它的動(dòng)力學(xué)性質(zhì)由于受到強(qiáng)非線(xiàn)性效應(yīng)的影響，使得凝聚體的空間和時(shí)間關(guān)聯(lián)性質(zhì)偏離了傳統(tǒng)平衡態(tài)凝聚體的特征行為。對(duì)于一維激子極化激元系統(tǒng)，理論上已經(jīng)證明它的時(shí)空相干性質(zhì)具有Kardar-Parisi-Zhang（KPZ）方程描述的非線(xiàn)性普適類(lèi)的特征。對(duì)于二維激子極化激元系統(tǒng)，目前理論研究還相當(dāng)有限，由于二維體系可能具有拓?fù)溟L(zhǎng)?

上海師范大學(xué)碩士學(xué)位論文第3章非平衡兩者渦旋態(tài)和相變18統(tǒng)上進(jìn)行計(jì)算。我們從一個(gè)給定的初始均勻密度的波函數(shù)出發(fā)，先通過(guò)加釘扎勢(shì)和回轉(zhuǎn)相位場(chǎng)來(lái)引入一定數(shù)目的渦旋，隨后移去釘扎勢(shì)并以步長(zhǎng)Δ=0.001做時(shí)間演化，其間相互作用強(qiáng)度保持固定（=10）。當(dāng)經(jīng)過(guò)105-106次迭代系統(tǒng)達(dá)到穩(wěn)定狀態(tài)并且渦旋數(shù)目不再變化后，我們開(kāi)始取樣或計(jì)算待測(cè)物理量。圖3.1在三個(gè)不同的驅(qū)動(dòng)下，正方形晶格中心形成的渦流分布：(a)0=0.2，(b)0=2.0，(c)0=5.0，其中=10.0。圖3.1給出了0取3個(gè)不同值時(shí)候渦旋的模擬結(jié)果。我們看到，驅(qū)動(dòng)改變會(huì)引起渦旋場(chǎng)形態(tài)的變化，隨著驅(qū)動(dòng)的增強(qiáng)，渦旋從同心環(huán)狀變成了螺旋放射狀。在0=0.2時(shí)，徑向分量可以忽略不計(jì)，因此在圖3.1(a)中可以看到典型的環(huán)形渦流模式。然而，對(duì)于相對(duì)較大的0，徑向分量成為主導(dǎo)，參見(jiàn)圖3.1(b)和(c)。這一行為與之前文獻(xiàn)[122]中基于簡(jiǎn)化GGPE的計(jì)算結(jié)果一致。這種變化形成的物理原因來(lái)自連續(xù)性方程，在渦旋核心中，激子極化激元的密度受到抑制，導(dǎo)致激子極化激元輻射損失減少，而相互作用強(qiáng)度保持不變，結(jié)果使渦流形成了徑向傳播[132]。3.2雙渦旋情況決定二維量子流體的相干特性的核心問(wèn)題是相同極性和相反極性的渦旋之間的相互作用。在平衡時(shí)，渦旋和反渦旋之間的對(duì)數(shù)吸引力是它們?cè)贐KT溫度以下能夠結(jié)合的原因。渦旋的特征：（1）渦旋周?chē)南辔恍D(zhuǎn)2的整數(shù)倍，（2）渦旋的密度在核心處為0。決定二維量子流體的相干特性的核心問(wèn)題是正反渦旋之間的相互關(guān)聯(lián)。為了研究這個(gè)問(wèn)題，我們向系統(tǒng)中加入兩個(gè)渦旋。加入第二個(gè)渦旋時(shí)第一個(gè)渦旋的相位分布肯定會(huì)受到影響，因此我們需要一個(gè)渦旋一個(gè)渦旋的添加。雙渦旋系統(tǒng)的

【參考文獻(xiàn)】：
期刊論文
[1]雙色光晶格勢(shì)阱中玻色-愛(ài)因斯坦凝聚體的Landau-Zener隧穿行為[J]. 奚玉東,王登龍,佘彥超,王鳳姣,丁建文.  物理學(xué)報(bào). 2010(06)

博士論文
[1]玻色—愛(ài)因斯坦凝聚體中渦旋偶極子的動(dòng)力學(xué)研究[D]. 楊國(guó)全.山西大學(xué) 2019
[2]自旋軌道耦合偶極冷原子氣體的物性研究[D]. 陳光平.中國(guó)科學(xué)院大學(xué)(中國(guó)科學(xué)院國(guó)家授時(shí)中心) 2017
[3]兩分量玻色—愛(ài)因斯坦凝聚體中的渦旋及自旋紋理[D]. 靳晶晶.山西大學(xué) 2014
[4]自旋相關(guān)外勢(shì)中兩分量玻色—愛(ài)因斯坦凝聚體的新奇渦旋相[D]. 韓偉.山西大學(xué) 2013
[5]玻色—愛(ài)因斯坦凝聚系統(tǒng)中的混沌沖擊波和渦旋[D]. 鄧艷.湖南師范大學(xué) 2013
[6]雙阱中玻色—愛(ài)因斯坦凝聚體的規(guī)則與混沌運(yùn)動(dòng)[D]. 榮識(shí)廣.湖南師范大學(xué) 2011
[7]超冷原子系統(tǒng)中的混沌、分叉與量子糾纏[D]. 謝瓊濤.湖南師范大學(xué) 2006

碩士論文
[1]極化激元BEC中穩(wěn)態(tài)暗孤子（船）的研究[D]. 蔣巖.吉林大學(xué) 2019
[2]激子極化激元玻色愛(ài)因斯坦凝聚中的孤子研究[D]. 董鳳嬌.吉林大學(xué) 2017



本文編號(hào)：3436038