半導(dǎo)體量子點(diǎn)/馬約拉納納米線Aharonov-Bohm干涉儀中的熱電效應(yīng)

王宇鵬

（渤海大學(xué) 學(xué)報(bào)編輯部，遼寧 錦州 121013）

0 引言

近十幾年來(lái)，介觀系統(tǒng)中的熱電效應(yīng)（Thermoelectric effect）得到了廣泛的理論和實(shí)驗(yàn)研究，這些系統(tǒng)包括單個(gè)或多個(gè)半導(dǎo)體量子點(diǎn)、多種半導(dǎo)體材料制備而成的納米線、納米管等［1-2］.低維量子系統(tǒng)中熱電效應(yīng)的研究動(dòng)機(jī)主要有兩個(gè)：一是尺寸持續(xù)降低的器件中的電流會(huì)產(chǎn)生大量的廢熱而影響其正常運(yùn)行.如果能利用熱電效應(yīng)將這些熱能轉(zhuǎn)換為電能無(wú)疑是非常有意義的.另一個(gè)是大量的實(shí)驗(yàn)和理論工作已經(jīng)說(shuō)明，低維量子系統(tǒng)中的熱電效應(yīng)相比于宏觀體材料中的有獨(dú)特的性質(zhì)，例如可以控制電子態(tài)密度的尖峰位置和高度、離散化的電子能級(jí)、電子與電子之間的庫(kù)倫相互作用或者聲子的散射過(guò)程等來(lái)提高熱電勢(shì)的大小和熱電轉(zhuǎn)換效率［1-2］.最重要的熱電效應(yīng)物理量為熱電勢(shì)（塞貝克系數(shù)），定義為S= -ΔV/ΔT，其中ΔV為施加在系統(tǒng)兩端的溫度差ΔT產(chǎn)生的電勢(shì)差.電能與熱能之間的轉(zhuǎn)換效率由熱電優(yōu)值因子ZT=GS2T/κ來(lái)表示，其中G為線性電導(dǎo)，T為系統(tǒng)的平衡溫度，κ為電子和聲子貢獻(xiàn)的熱導(dǎo)率之和.根據(jù)維德曼-弗蘭茲定律（Wiedemann-Franz law），宏觀熱電材料中電子和聲子的熱導(dǎo)率滿足G/κ= 3e2/(πkB)2T，即電導(dǎo)率的增大必然伴隨著聲子熱導(dǎo)率的增加，因此ZT的值很難超過(guò)1，極大限制了熱電器件和材料的工業(yè)應(yīng)用.在低維量子系統(tǒng)中，維德曼-弗蘭茲定律會(huì)被電子之間的庫(kù)倫相互作用、量子干涉效應(yīng)或特殊的器件設(shè)計(jì)等機(jī)制所打破，使這種器件和材料的廣泛應(yīng)用成為可能［1-2］.

除了在能源方面的應(yīng)用，近年來(lái)熱電效應(yīng)也被提出用于探測(cè)馬約拉納束縛態(tài)的存在.在凝聚態(tài)物理中，馬約拉納束縛態(tài)表示馬約拉納費(fèi)米子在納米管兩端形成的一對(duì)準(zhǔn)粒子激發(fā)［3-4］.這種馬約拉納束縛態(tài)不再是費(fèi)米子，而是服從非阿貝爾統(tǒng)計(jì)的任意子［3-4］，由其制備而成的量子比特除了具有通常固態(tài)器件中量子比特的一切的優(yōu)點(diǎn)之外，還有更好的“糾錯(cuò)”能力，因而成為容錯(cuò)拓?fù)淞孔佑?jì)算領(lǐng)域中新的研究熱點(diǎn)［3-7］.以往的研究證明，如果馬約拉納束縛態(tài)與兩個(gè)電極之間的量子點(diǎn)相互作用，其電子-空穴對(duì)稱性將被打破.例如，C.Y.Hou等［8］人指出，與承載馬約拉納束縛態(tài)的拓?fù)涑瑢?dǎo)納米線相互作用的量子點(diǎn)中的熱電勢(shì)滿足莫特公式.其原因是馬約拉納束縛態(tài)的電子-空穴對(duì)稱性被打破致使正、負(fù)載流子在空間發(fā)生分離而增大了熱電勢(shì).這個(gè)理論結(jié)果也可以用來(lái)測(cè)量馬約拉納束縛態(tài)的溫度.日本學(xué)者Leijnse理論證明［9］，量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)之間的相互作用能夠破壞體系的電子-空穴的對(duì)稱性，從而加強(qiáng)熱電信號(hào)而用來(lái)探測(cè)馬約拉納束縛態(tài)的存在或分離出馬約拉納束縛態(tài)的耗散衰變信息.也有歐洲的學(xué)者研究了與兩個(gè)電極和馬約拉納束縛態(tài)相互作用的量子點(diǎn)系統(tǒng)中熱電勢(shì)符號(hào)改變的效應(yīng)［10］，并用其來(lái)探測(cè)馬約拉納束縛態(tài)的存在.

近年來(lái)，一些研究者提出了利用量子點(diǎn)AHARONOV-BOHM干涉儀中的干涉效應(yīng)對(duì)馬約拉納束縛態(tài)進(jìn)行操控和測(cè)量［11-13］.例如，若具有馬約拉納束縛態(tài)的納米線與兩個(gè)電極耦合而形成多通道結(jié)構(gòu)，只要束縛態(tài)與干涉儀的耦合強(qiáng)度相同，系統(tǒng)的微分電導(dǎo)值即為零，與其它參數(shù)無(wú)關(guān)，而且零偏壓下電導(dǎo)的值在任何情況下都與穿過(guò)干涉儀中的磁通量無(wú)關(guān)［11］.如果量子點(diǎn)的電子能級(jí)與馬約拉納束縛態(tài)的能量相同，電導(dǎo)的震蕩周期在電子-空穴的對(duì)稱性作用下為π［11］.在馬約拉納束縛態(tài)與量子點(diǎn)直接耦合的干涉儀結(jié)構(gòu)中，研究者發(fā)現(xiàn)當(dāng)量子點(diǎn)的能級(jí)為零時(shí)，電導(dǎo)會(huì)在馬約拉納束縛態(tài)的作用下形成三個(gè)尖峰［13］，而且電子在不同輸運(yùn)通道中隧穿時(shí)會(huì)發(fā)生相干干涉，從而電導(dǎo)的線形為典型的非對(duì)稱Fano峰形式［13-14］.研究者們已經(jīng)證明，多通道系統(tǒng)中電子相互干涉而產(chǎn)生的Fano［13-15］效應(yīng)會(huì)破壞電子-空穴的對(duì)稱性，從而顯著提高熱電勢(shì)的值，并在一定條件下造成熱電勢(shì)符號(hào)的翻轉(zhuǎn)，即電子-空穴兩類載流子的轉(zhuǎn)換.雖然馬約拉納束縛態(tài)影響下的電子輸運(yùn)性質(zhì)已經(jīng)在量子點(diǎn)干涉儀系統(tǒng)（如圖1所示）中得到了一定的研究［11-13］，但這種系統(tǒng)中的熱電效應(yīng)還很少被考慮，是本文所要研究的內(nèi)容.本文的計(jì)算結(jié)果發(fā)現(xiàn)，量子點(diǎn)干涉儀中馬約拉納束縛態(tài)與量子點(diǎn)之間的相互作用將削弱Fano干涉效應(yīng)對(duì)熱電效應(yīng)的影響.熱電勢(shì)的絕對(duì)值隨量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)之間的相互作用增強(qiáng)而可能會(huì)變小，并在一定的量子點(diǎn)能級(jí)范圍內(nèi)改變符號(hào)，為探測(cè)馬約拉納束縛態(tài)的存在提供了新的判據(jù).馬約拉納束縛態(tài)之間的直接相互作用使得熱電勢(shì)對(duì)量子點(diǎn)能級(jí)的曲線中重新出現(xiàn)符號(hào)相反的尖峰，并造成其符號(hào)的翻轉(zhuǎn).作為對(duì)比，本文還考慮了干涉儀中的量子點(diǎn)與另一個(gè)量子點(diǎn)中的常規(guī)費(fèi)米子相互作用的情況，以說(shuō)明馬約拉納束縛態(tài)性質(zhì)的獨(dú)特性.

圖1 與溫度分別為TL和TR的兩個(gè)普通金屬電極相耦合、并與超導(dǎo)納米線一端的馬約拉納束縛態(tài)相互作用的量子點(diǎn)干涉儀.量子點(diǎn)與兩個(gè)電極的耦合強(qiáng)度分別為ΓL和ΓR，與馬約拉納束縛態(tài)的模η1的耦合強(qiáng)度為λ.兩個(gè)電極之間的直接耦合強(qiáng)度為W

1 理論模型與計(jì)算方法

如圖1所示，左右兩個(gè)普通金屬電極分別與單量子點(diǎn)耦合，并通過(guò)隧道結(jié)而直接相互作用，納米線一端的馬約拉納束縛態(tài)與量子點(diǎn)中無(wú)自旋的電子耦合，系統(tǒng)的二次量子化哈密頓量可寫(xiě)為［10，13，15］

其中W為左右兩個(gè)電極之間的直接隧穿耦合強(qiáng)度和ckα分別為電極中能量為εkα的電子的產(chǎn)生和湮滅算符.d+和d分別為量子點(diǎn)中能量為εd的電子的產(chǎn)生和湮滅算符.Vkα代表量子點(diǎn)和電極中電子之間的耦合強(qiáng)度.公式（1）中最后兩項(xiàng)表示將馬約拉納束縛態(tài)變換為常規(guī)費(fèi)米子后的哈密頓及其與量子點(diǎn)之間耦合，其中馬約拉納束縛態(tài)與量子點(diǎn)的耦合強(qiáng)度為λ，兩個(gè)束縛態(tài)之間的耦合強(qiáng)度為δM.f為常規(guī)費(fèi)米子的湮滅算符，滿足反對(duì)易關(guān)系，{f，f+} =ff++f+f= 1.

流過(guò)系統(tǒng)的電流和熱流分別為［10，15］

其中積分Ln(n= 0，1，2)為［10］，

上式中的平衡費(fèi)米分布函數(shù)為f(ε) =[exp[(ε-μ)/kBT]+ 1]-1.由上面的表達(dá)式可以得到所要研究的熱電物理量，熱電勢(shì)為S= -( 1/eT)L1/L0，G=e2L0.

熱電優(yōu)值因子（Figure of merit）［16］，

公式（4）中的Tr為電子的透射系數(shù)，可以用系統(tǒng)的格林函數(shù)表示.由運(yùn)動(dòng)方程方法，系統(tǒng)的推遲格林函數(shù)的表達(dá)式為［10，15］，

上式中量子點(diǎn)與電極相互作用的自能為，

其中總線寬函數(shù)Γ=ΓL+ΓR，Γ?=Γ/( )1+x，α=4ΓLΓR/Γ2.x=π2W2ρL ρR為兩個(gè)電極之間直接耦合的強(qiáng)度，ρL R為左/右電極中電子的局域態(tài)密度.ΣMBSs為量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用的自能，其表達(dá)式為［13，17］

其中K= 1/2(ε-δM+i0+)+ 1/2(ε+δM+i0+)，以及，

根據(jù)上面的結(jié)果，可以得到透射系數(shù)為［13，17］，

2 結(jié)果與分析

在數(shù)值計(jì)算中，我們?nèi)‰姌O中的半帶寬D≡40為能量單位，并取ΓL=ΓR≡0.1D，系統(tǒng)平衡溫度T=0.0025D.如果量子點(diǎn)不與馬約拉納束縛態(tài)或另一個(gè)量子點(diǎn)相耦合且當(dāng)Tb= 0時(shí)，本文研究的器件成為量子點(diǎn)僅與兩個(gè)普通金屬電極耦合的簡(jiǎn)單結(jié)構(gòu)，此時(shí)的透射系數(shù)有典型的單個(gè)洛倫茲共振峰線形［17］.共振峰的中心位于電子入射能量ε=εd之處，它的寬度為Γ，大小達(dá)到其量子極值Tr= 1［17］，這個(gè)結(jié)果沒(méi)有在本文給出.當(dāng)背景透射概率0

當(dāng)干涉儀中的量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互耦合時(shí)（λ≠0），由圖2（a）中的細(xì)點(diǎn)線和虛線可知，反對(duì)稱的Fano線形被破壞，并且零能級(jí)的電導(dǎo)率值迅速減小為常數(shù)G(εd= 0 )≡0.6e2/h.值得指出的是，當(dāng)λ≠0且W= 0時(shí)，以前的研究工作已經(jīng)發(fā)現(xiàn)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)之間的相互作用將導(dǎo)致電子的電導(dǎo)為其量子極值的一半，即G(εd= 0 )=e2/2h，是馬約拉納束縛態(tài)存在的典型表現(xiàn)，最初是在文獻(xiàn)［17］中的無(wú)自旋、無(wú)庫(kù)倫相互作用及零溫的條件下得到的.本文發(fā)現(xiàn)當(dāng)W≠0時(shí)，零能的電導(dǎo)值會(huì)由于背景散射通道的存在而增大，但仍保持為常數(shù)，同樣可以當(dāng)做馬約拉納束縛態(tài)存在的判據(jù).當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子耦合時(shí)，圖2（a）中的粗點(diǎn)線和虛線說(shuō)明原來(lái)的共振峰變?yōu)榱斯?，并且也趨近于一個(gè)常數(shù)G(εd= 0 )≈e2/4h.

當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)耦合時(shí)，透射系數(shù)出現(xiàn)三個(gè)峰，對(duì)應(yīng)的三個(gè)電子態(tài).在每一個(gè)共振態(tài)處，透射系數(shù)都有相同形狀的非對(duì)稱線形.在不同的能量處，電子隧穿通過(guò)系統(tǒng)的概率不同，透射系數(shù)峰的高度相應(yīng)不同.由于電導(dǎo)是透射系數(shù)在費(fèi)米能級(jí)附近對(duì)電子能量的積分結(jié)果，因此這些透射系數(shù)的峰在溫度較高的情況下不能在電導(dǎo)的曲線中出現(xiàn).當(dāng)λ= 0時(shí)，圖2（b）中的熱電勢(shì)值在能級(jí)εd= 0處有一個(gè)零點(diǎn)，并在其兩側(cè)各有一個(gè)符號(hào)相反的峰.其產(chǎn)生的原因如下［8-10，16］：假設(shè)左側(cè)電極的溫度高于右側(cè)電極，結(jié)果在左側(cè)電極中更多的電子被激發(fā)到化學(xué)勢(shì)μ以上，同時(shí)更多的空穴處于能量低于化學(xué)勢(shì)的狀態(tài).在右側(cè)溫度較低的電極中，只有較少的電子被激發(fā)到化學(xué)勢(shì)以上，在化學(xué)勢(shì)以下空穴的數(shù)目也相對(duì)左側(cè)電極少.當(dāng)量子點(diǎn)能級(jí)高于化學(xué)勢(shì)μ時(shí)，左側(cè)電極中能量與量子點(diǎn)能級(jí)相同的電子運(yùn)動(dòng)到右側(cè)電極中，造成負(fù)的熱電勢(shì).在量子點(diǎn)能級(jí)低于化學(xué)勢(shì)時(shí)，左側(cè)電極中的空穴運(yùn)動(dòng)到右側(cè)電極，結(jié)果熱電勢(shì)的符號(hào)翻轉(zhuǎn).在量子點(diǎn)的零能級(jí)位置處，相同數(shù)量的電子和空穴向相反方向運(yùn)動(dòng)，其電流或電動(dòng)勢(shì)相互抵消，因此熱電勢(shì)為零.當(dāng)λ≠0時(shí)，熱電勢(shì)的值迅速變小.當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)的耦合較弱時(shí)，兩個(gè)量子點(diǎn)之間耦合造成的干涉效應(yīng)較強(qiáng)，因此熱電勢(shì)在峰的兩側(cè)各形成一個(gè)反共振的谷.隨著λ的增大，量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)的相互作用產(chǎn)生的影響占優(yōu)勢(shì)，因此兩個(gè)谷消失，熱電勢(shì)形成一個(gè)寬的峰，如圖中的細(xì)點(diǎn)線和虛線所示.如果量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用，熱電勢(shì)的零能級(jí)峰將變得更寬，如圖中粗虛線和點(diǎn)線所示.圖2（c）給出λ值不同時(shí)熱電優(yōu)值因子隨量子點(diǎn)能級(jí)的變化關(guān)系.當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用時(shí)，ZT的值隨λ的增加而迅速減小，同時(shí)其中心的峰分裂為兩個(gè)，分別向低能和高能方向移動(dòng)，如圖中的細(xì)線所示.然而當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用時(shí)，ZT的中心峰位置不發(fā)生移動(dòng)，僅僅是峰的高度降低.

圖2 不同的馬約拉納-量子點(diǎn)耦合強(qiáng)度，及兩個(gè)常規(guī)量子點(diǎn)的耦合強(qiáng)度λ條件下電導(dǎo)（a），熱電勢(shì)（b）及優(yōu)質(zhì)因子（c）隨量子點(diǎn)中電子能級(jí)的變化關(guān)系.其中背景透射系數(shù)為Tb = 1/4( )x = 0.072 ，δM = 0.圖中的細(xì)虛線和點(diǎn)線表示量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互耦合，較粗的虛線和點(diǎn)線表示量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子，即另一個(gè)量子點(diǎn)相互作用

當(dāng)兩個(gè)馬約拉納束縛態(tài)之間存在直接耦合δM≠0時(shí)，圖3（a）說(shuō)明電導(dǎo)的值迅速增加，同時(shí)Fano效應(yīng)變?yōu)橹鲗?dǎo).圖3（b）中量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子耦合情況下的電導(dǎo)與圖3（a）中的類似，都在較大的δM值時(shí)呈現(xiàn)典型的Fano共振線形.圖3（c）說(shuō)明當(dāng)δM≠0時(shí)，馬約拉納束縛態(tài)導(dǎo)致的熱電勢(shì)在特定溫度下符號(hào)翻轉(zhuǎn)的現(xiàn)象消失.即使對(duì)于很小的耦合強(qiáng)度δM= 0.01，熱電勢(shì)也在整個(gè)量子點(diǎn)能級(jí)范圍內(nèi)發(fā)生了再次的符號(hào)翻轉(zhuǎn).當(dāng)一對(duì)馬約拉納束縛態(tài)之間存在相互作用時(shí)，圖3（c）表明熱電勢(shì)的Fano線形開(kāi)始變得明顯，這是由于馬約拉納束縛態(tài)之間的直接相互作用會(huì)降低其對(duì)輸運(yùn)過(guò)程影響.當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子耦合時(shí)，熱電勢(shì)的不對(duì)稱性變得更強(qiáng)，同時(shí)峰值也更大，可以用來(lái)分辨與量子點(diǎn)耦合的費(fèi)米子類型.

圖3 電導(dǎo)G和熱電勢(shì)S在不同的δM條件下隨量子點(diǎn)能級(jí)的變化關(guān)系.其中（a）和（c）對(duì)應(yīng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用，（b）和（d）代表干涉儀中的量子點(diǎn)與另一個(gè)量子點(diǎn)相互作用的情況.其它參數(shù)為，背景透射系數(shù)Tb = 1/4，耦合強(qiáng)度λ= 0.1

圖4給出δM≠0時(shí)量子點(diǎn)分別與馬約拉納束縛態(tài)（a）和常規(guī)費(fèi)米子（b）相互作用情況下的熱電優(yōu)值因子ZT隨量子點(diǎn)能級(jí)的變化關(guān)系.圖4（a）說(shuō)明，當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)耦合，隨著δM的增大，熱電優(yōu)值因子的兩個(gè)峰向零能級(jí)處移動(dòng)，并最終合并為單峰，即馬約拉納束縛態(tài)造成的ZT峰分裂效應(yīng)消失，熱電優(yōu)值因子的值變大.當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用時(shí)，圖4（b）表明熱電優(yōu)值因子的值迅速增加，同時(shí)峰向高能方向移動(dòng).當(dāng)δM的值較大時(shí)，ZT的峰值能達(dá)到3左右，遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用的情況.這個(gè)結(jié)果同樣可以用來(lái)區(qū)分與量子點(diǎn)耦合的費(fèi)米子類型.

圖4 熱電優(yōu)值因子在不同的條件下隨量子點(diǎn)能級(jí)的變化關(guān)系，其中圖（a）表示量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用，圖（b）表示量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用的結(jié)構(gòu).除圖中所示，其它參數(shù)與圖3中的相同

3 結(jié)論

本文研究了單量子點(diǎn)干涉儀中的熱電勢(shì)和熱電優(yōu)值因子的性質(zhì)，分別考慮量子點(diǎn)與納米線中的馬約拉納束縛態(tài)及與另一個(gè)量子點(diǎn)中的常規(guī)費(fèi)米子相互作用的兩種不同情況.數(shù)值計(jì)算結(jié)果表明，隨著量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用的增強(qiáng)，系統(tǒng)中的Fano效應(yīng)被減弱，電導(dǎo)對(duì)量子點(diǎn)能級(jí)的依賴關(guān)系變?yōu)閱蝹€(gè)寬峰的結(jié)構(gòu).當(dāng)二者的相互作用足夠強(qiáng)時(shí)，零能級(jí)附近的電導(dǎo)峰在背景散射的作用下為G= 0.6e2/h，與沒(méi)有干涉效應(yīng)情況下的零能級(jí)電導(dǎo)峰G= 0.5e2/h的結(jié)果完全不同.而當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用時(shí)，電導(dǎo)的峰變得更低.當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)作用時(shí)，干涉儀中的熱電勢(shì)迅速變小，同時(shí)發(fā)生符號(hào)轉(zhuǎn)變的現(xiàn)象.熱電勢(shì)的符號(hào)翻轉(zhuǎn)效應(yīng)不會(huì)發(fā)生在量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用的系統(tǒng)中.當(dāng)一對(duì)馬約拉納束縛態(tài)之間存在直接的相互作用時(shí)，其對(duì)熱電輸運(yùn)性質(zhì)的影響降低，從而電導(dǎo)恢復(fù)Fano線形，并伴隨著電導(dǎo)峰的增加.熱電勢(shì)的符號(hào)在馬約拉納束縛態(tài)之間的直接相互作用下再次發(fā)生翻轉(zhuǎn)，并伴隨著數(shù)值的增加.當(dāng)量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)耦合時(shí)，熱電優(yōu)值因子的高能級(jí)和低能級(jí)處的峰因兩個(gè)束縛態(tài)之間的直接相互作用而向零能級(jí)處移動(dòng)，并最終合并為單峰.當(dāng)量子點(diǎn)與常規(guī)費(fèi)米子相互作用時(shí)，熱電優(yōu)值因子的值迅速增加，同時(shí)峰向高能方向移動(dòng).當(dāng)另一個(gè)量子點(diǎn)的能級(jí)較大時(shí)，結(jié)構(gòu)的不對(duì)稱性增強(qiáng)而使得熱電優(yōu)值因子的峰值遠(yuǎn)遠(yuǎn)大于量子點(diǎn)與馬約拉納束縛態(tài)相互作用的情況，可以用來(lái)區(qū)分與量子點(diǎn)耦合的費(fèi)米子類型.