利用量子波坍缩和干涉的无磁场、非互易性固态量子装置的制作方法

1.本公开涉及一种非互易性固态量子装置，包括第一与第二端口之间的传输结构，该传输结构利用量子波至少部分坍缩或退相干及其干涉作用，使两个或更多物体进入新的平衡状态。即使没有施加磁场，装置也能利用传输结构或端口的不对称性正常运行。本公开还涉及一种用于操作这种量子装置的方法，以及一个或多个该量子装置在多种不同装置中的使用。


背景技术：

2.在下文描述中，将引用以下文献：1.j.mannhart，《超导与新磁学杂志(j.supercond.novel.magn)》，31,1649(2018)＝mannhart 2018a2.j.mannhart和d.braak，《超导与新磁学杂志(j.supercond.novel.magn)》，10.1007/s10948-018-4844-(2018)＝mannhart 2018b3.j.mannhart,p.bredol,and d.braak,《物理e(physica e)》109,198-200(2019)4.《热力学与概率量子过程之间的差异(inconsistency between thermodynamics and probabilistic quantum processes)》d.braak和j.mannhart arxiv:1811.02983(2018)5.d.braak和j.mannhart 2018，欧洲专利ep 181944606.j.mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器(non-reciprocal filters for matter waves)”7.d.braak和j.mannhart，欧洲专利申请no.18 180 759.5“一种包含波的非对称相位传输的非互易装置(a non-reciprocal device comprising asymmetric phase transport of waves)”8.c.cohen-tannoudji，b.diu，f.laloe，《量子物理学(quantum mechanics)》，wiley出版社，20059.y.imry，《介观物理导论(introduction to mesoscopic physics)》，牛津大学出版社(2002)10.s.datta，《介观系统中的电子输运(electronic transport in mesoscopic systems)》，剑桥大学出版社(1995)11.j.johnson，《物理评论(phys.rev.)》，32，97(1928)12.h.nyquist，《物理评论(phys.rev.)》，32，110(1928)13.j.m.r.parrondo和b.j.de cisneros，《应用物理学(appl.phys.)》a 75，179-191(2002)14.p.《现代物理评论(rev.mod.phys.)》，81，387-442(2009)15.c.a.marlow等，《物理评论快报(phys.rev.lett)》，96，116801(2006)16.d.m.zumb
ü
hl等，《物理评论快报(phys.rev.lett)》，96，206802(2006)
17.r.leturcq等，《物理评论快报(phys.rev.lett)》，96，126801(2006)18.v.krstic等，《化学物理期刊(j.chem.phys.)》，117，11315-11319(2002)19.th.m.nieuwenhuizen，a.e.allahverdyan，《物理e(physica e)》，036102(2002)20.s.vinjanampathy和j.anders，《当代物理学(contemporary physics)》，57，545(2016)21.z.merali，《自然杂志(nature)》，551，20(2017)22.d.k.ferry，s.m.goodnick和j.bird，《纳米结构中的输运(transport in nanostructures)》，剑桥大学出版社(2009)23.l.e.reichl，《统计物理现代教程(a modern course in statistical physics)》，e.arnold，198024.v.capek和d.p.sheehan，《对热力学第二定律的挑战(challenges to the second law of thermodynamics)》，施普林格出版社，2005
3.参考文献(mannhart，braak，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性过滤器”；no.18 180 759.5；mannhart 2018a；mannhart 2018b；mannhart2019)中，已经公开了非互易性固态量子装置，其通过磁场改变量子波，打破了热力学第二定律。参考文献(braak，2018；braak的欧洲专利申请no.18194460)同时公开了更多装置，均使用基于手性结构的光子系统实现相关功能。本发明示出了一种方法，其中热力学第零和第二定律的等效打破由更简单的固态装置提供，该装置仅利用量子波的坍缩、它们的干涉和适当装置的不对称性，而无需施加磁场或手性结构，从而加强其适用性。虽然不再需要磁场，但本发明公开的装置在各类使用特征和部分功能上，与参考文献(d.braak和j.mannhart，欧洲专利申请no.18 180 759.5“一种包含波的非对称相位传输的非互易装置”)中已经公开的装置相类似。


技术实现要素：

4.根据本公开的第一方面，一种量子装置包括连接于至少第一端口与第二端口之间的传输结构，其中，第一量子波从第一端口和第二端口发射，并从第一端口到第二端口正向地和从第二端口到第一端口反向地穿过传输结构；其中传输结构的单元以及所述第一端口和所述第二端口在连接端口的方向上不对称；并且其中所述传输结构或所述第一端口和所述第二端口被进一步配置使得所述第一量子波的波函数在所述传输结构或所述第一端口或所述第二端口中经历至少部分坍缩或退相干，或者由所述第一端口或所述第二端口中至少部分坍缩或退相干产生，并且其中由所述第一量子波的至少部分坍缩或退相干产生的第二量子波传播到所述第一端口和所述第二端口中的一个，或者产生另外的第二量子波。
5.根据第一个实施例，可以引起第一量子波传输时间的不对称性，使得装置中量子波从端口a传播到端口b所花费的时间短于从端口b传播到端口a所花费的时间。这种传输时间的差异的产生无需磁场或手性结构。由此，从端口b传播到端口a的量子波的坍缩次数大于沿相反方向传播的量子波的坍缩次数。。
6.坍缩次数的增多，会在装置中产生更多方向随机移动的第二量子波。因此，即使端口a和端口b发射量子波的数量相等，也能实现从端口a到端口b的量子波的净传输。
7.根据第二个实施例，第一端口和第二端口由不同的材料制成，会发出不同的波包。
通过传输结构时，这些波包的渡越时间不一样。
8.根据本公开的第二方面，将根据第一方面制成的一个或多个量子装置用于一个或多个装置中。在这些装置中，量子波由电子的德布罗意波或光子的电磁波给出；一种装置，其第一波包括从热源获得能量或具有kt量级激发能量的量子，使得0《e《100kt，其中t代表环境温度；一种装置，其利用量子力学态叠加(quantum-mechanical superposition of states)和波函数的至少部分坍缩来突破热力学第零定律或第二定律中的一个或多个；一种装置，其利用波函数至少部分量子物理坍缩或量子力学叠态加，以及波函数的至少部分坍缩，使系统脱离热平衡状态，其中该热平衡状态的特征在于装置部件的温度相等；一种装置，其利用波函数至少部分量子物理坍缩或量子力学态叠加，以及波函数的至少部分坍缩，在一个物体内或数个物体之间产生温差或能量密度差；一种实现加热、冷却、物质运输、能量运输或发电的装置。
9.根据本公开的第三方面，用于操作第一方面量子装置的方法包括提供一个或多个产生第一量子波的源，其中第一量子波的至少一个源与环境保持热接触。环境可以是自然环境，如处于室温的房间，或者自然界某处，但也可以是人工环境，例如容纳该装置的腔体，或者由水浴锅或热炉提供的热环境。
10.在其中一个实施例中，无外部电压，下面进一步描述的量子装置不需要在第一端口a与第二端口b之间施加外部电压。
11.在其中一个实施例中，将量子装置配置为利用量子力学态叠加(quantum mechanical superposition of states)和波函数的至少部分坍缩或退相干作用，在线性响应状态下运行。在信号理论和传输理论中，区分了线性响应状态与非线性响应状态。在此我们用一个传输理论示例来说明这种差异：我们取一个系统，如以一根载有偏置电流i的导线作为输入信号。然后，导线产生电压v(输出信号)。电流偏置较小时，在欧姆运输状态下，电压v与i呈线性关系:v＝r_0i，其中电阻r_0为比例常数，这即代表线性状态下的运输情况。电流偏置较大时，电流对导线的加热情况变得相关，此外，电流感应磁场可能也会影响导线电阻，使其与r_0不同。在这些情况下，电流v作为i的函数以非线性方式变化，如v＝r_0i+ai^2+
…
(＝非线性状态)。
12.本领域技术人员在仔细阅读以下详细说明和附图后可认识到其它特征和优点。
附图说明
13.附图被用以提供对实施例的进一步理解，并且附图被并入本说明书中并构成本说明书的一部分。附图示出了实施例并且与说明内容一起用于解释实施例的原理。通过参照下文的详细描述，其它实施例和实施例的许多预期优点将变得更好理解。
14.图1包括图1a、1b、1c和1d，并展示从左侧和右侧到达y形联接的各种量子波在几何形状不同的两个y形联接处的传输和反射情况。
15.图2展示的是连接端口a和端口b、具有纵向对称性的传输结构。该传输结构由图1中两个不同的y形联接组成。这些y形联接相互串联在一起。
16.图3包括图3a和图3b。图3a展示的是描述电子从左向右以及从右向左反向穿过图
3b所示结构时，波包的渡越时间差。通过严格对角化解薛定谔方程，以算得渡越时间。
17.图4展示的是利用横向不对称性来连接端口a和b的传输结构。该装置还采用在其平面外施加的磁场h。
18.图5展示的是利用纵向不对称单连通结构来连接端口a和b的传输结构。
19.图6展示的是使用完全对称且单连通区来连接端口a和b的传输结构。该装置以触点a和b的不同电子特性为基础，使端口a发射的电子波包在包络形状上不同于端口b发射的波包。
20.图7包括图7a、7b、7c和7d。该图展示的是在时间t1，从左侧(图7a)和从右侧(图7c)到达的电子波包是如何捕获在缺陷处的。在稍后的时间t2，电子被释放(图7b，图7d)，并且随机向左或向右移动，与入射波的原始移动方向无关。
21.图8展示的是一种传输结构，使用纵向不对称单连通区来连接端口a和b。如图所示，这一传输结构包括五个非弹性散射中心，均已在制造过程中整合到装置架构中。
22.图9包括图9a和图9b。图9b用以描述电子从左向右和从右向左反向穿过图9a所示结构时，波包的分类函数。通过严格对角化解薛定谔方程和蒙特卡洛模拟程序引入非弹性散射事件引起量子坍缩作用，以实现分类的计算。图9b展示的是，该结构中，从左向右移动的电子具有比从右向左反向移动的电子更高的传输率(higher transmission)。
23.图10展示的是纵向不对称的传输结构，该传输结构与电阻器r电气连接成回路。整个结构通过外壳与外界隔离。当装置在热平衡状态下启动时，每个元件的特征在于其处于相同的温度t下。
24.图11展示的是纵向不对称的传输结构，该传输结构与电阻器r和负载电阻器r_l电气连接成回路。除了两根电线之外，整个结构通过外壳与外界隔离。当装置在热平衡状态下启动时，每个元件的特征在于其处于相同的温度t下。负载电阻器r_l可以由提升负载的电机的电感给出。
25.图12包括图12a和图12b。图12a展示的是传输结构的一维阵列。尽管传输结构内部完全对称，但是它们以纵向不对称的方式与触点相连，这是实现装置功能的关键所在。图12b展示的是图12a所示阵列的二维扩展图。
26.图13展示的是使用光子作为量子波的传输结构，其包括第一端口和第二端口、连接这两个端口的光学投影系统以及在光学投影系统左侧和右侧上，孔径不同的两个光圈。
具体实施方式
27.术语“波”是指与量子物体相关的任何波，如光子波、粒子或准粒子的德布罗意波。量子波是在基本相互作用过程中产生/改变的，其中必须以量子力学对这种过程进行描述，并且可能在【cohen】示例中详述的那样经历量子力学坍缩作用。除此之外，术语“波”还包括波包，如高斯包络函数的波包。
28.术语“坍缩”用于描述任何导致量子力学态至少部分地相位破缺(phase breaking)退相干的过程。
29.在下文中关于量子装置的说明和权利要求中，应该注意从广义上理解术语“量子装置”。关于本文所披露装置的功能，该装置基本上是用于光子、粒子波、准粒子波等物质波或电磁波的装置。就其结构而言，可将其认为是人工或人造结构，例如通过各种不同技术方
法(包括集成电路技术)以制成光传输路径、电磁波导管、电线或其他线路。然而，也可将该装置认为是由化学成分组成或包含化学成分，如分子、分子化合物、分子环(带有侧基的苯环)等。还可将该装置认为是固体化合物，例如具有发挥装置功能的晶体结构，或者认为是在这种晶体结构中制造或由这种晶体结构制造的结构。
30.此外，术语“传输路径”可以但不用必须理解为物质实体。在有些装置中，物质实体例如一段电线或波导，可以包括一条传输路径。在其它一些装置中，这样的物质实体可以包括两条传输路径，即粒子在物质体中传播的两个相反方向。在其它一些装置中，该术语不应理解为由特定材料制造的有形体或物质实体。而是要理解为空间中的粒子或波的虚拟路径，甚至是置于气体环境下的粒子或波的虚拟路径。
31.此外，术语“随机”不仅用来描述具备完全随机性质的过程，还用于描述，例如，非常不规则的相位分布，以至于具有这种相位的波之间的干涉事件被显著地压制。
32.术语“相位相干”不一定意味着装置中不存在非弹性、相位破缺散射作用。事实上，如【imry】所示，例如声子等某些非弹性散射作用与不受散射影响的波的部分的相位相干性是可共存的，而且可能是有益的，在某些情况下甚至是使装置运行所必需的。因此，应将术语“相位相干”理解为装置中粒子传输的非弹性、相位破缺的散射作用可能存在，也可能不存在，前提是存在相位不受相位破缺散射影响的波的部分。
33.此外，也应将关于一个或多个量子装置或其使用的任何特征、意见或评论理解为同时公开其相应方法的特征与步骤，其中这些特征与步骤旨在正常运行量子装置，或将其用于任何更大的设备或系统中，并驱动(各种)量子装置以实现更大装置或系统所需的功能。
34.图1a和图1b展示了两个波包10.2，这两个波包10.2源自端口a，并且在具有不同几何形状的两个y形联接(10.1和10.6)上的传输结构中发生撞击。该y形联接通向端口b和端口c。在端口a、b和c之间无外部电压。y形联接10.1和10.6与端口a、b和c之间的线可为用于电子传输的电线。当波包由电子的德布罗意波组成时，通过量子力学的薛定谔方程对波包的时间演化进行描述。因此，将波包分为三部分：一部分(10.3)被反射回端口a，剩下的波包被分成两部分(10.4，10.5)，这些透射波包(transmitted wave packets)分别前往端口b和端口c。反射波包和透射波包的振幅与原撞击波包振幅的相对比值，以各自的反射系数(r)和透射系数(t)进行表征，因此，r^2+t^2＝1【imry】。
35.正如薛定谔方程所限定的那样，反射和透射系数取决于波包的形状和联接的几何形状。具体而言，在众多波包中，图1b(10.6)所示的联接几何形状，相比1a(10.1)所示的几何形状，具有更大的反射系数。
36.同样，如图1c和图1d所示，在波包从y形联接另一侧到达时，反射和透射系数是波包形状和联接几何形状的函数。
37.图2展示的是一种传输结构，由两个串联的不同联接形成环路。对于这种双端装置，量子态幺正演化定律要求，表征通过整个装置的量子波的反射和透射的反射和透射系数，相对于波包的移动方向，是对称的【datta】。然而，由于两个y形联接的系数不同，波包的时间演变也不同，具体取决于是来自于端口a还是端口b。差异示例见下:从端口b移动至装置的量子波被右侧y形联接(20.2)反射的概率比从端口a移动的量子波被左侧y形联接(20.1)反射要高。波包的这些不同有效轨迹，使波在两个移动方向(即从端口a到端口b，或
者从端口b到端口a)上，平均移动时间存在差异。尤其是量子波在回路中移动的平均时间是移动方向的函数。图2还示出了“纵向”和“横向”这两个术语。
38.图3a展示了薛定谔方程严格数值解的结果以说明这种令人惊讶的特性，其中对通过如图3b所示的传输结构的电子波包进行严格对角化解得到该结果。
39.更具体地，图3a展示的是电子波包穿过如图3b所示的装置或被该装置反射的透射和反射概率，作为薛定谔方程解的结果。l
→
l指的是来自左侧并被反射到左侧的电子，r
→
r指的是来自右侧并被反射到右侧的电子，l
→
r指的是来自左侧并被透射到右侧的电子，r
→
l指的是来自右侧并被透射到左侧的电子。从t＝0ps开始(此时装置处于热平衡状态)，通过计算展示出电子通过该结构时的透射和反射情况。当t＝0时，装置的各部分均处于相同的温度下。在所述装置功能下，该装置随后开始以所示的时间关系按电子波函数进行投射和反射，使得在大约》80ps时，电子波函数几乎完全到达其被透射或反射的端口。所示结构具有相同的透射概率(l
→
r＝r
→
l)。然而，反射概率与时间的关系却各异。此类计算适用于没有散射作用的情况。时间单位是皮秒(psec)。此特例中，时标(time scale)对应的是如图3b所示的结构，这一结构具有10纳米的格点间距，且电子以自由电子质量、60纳米中等波长和50纳米波包宽度移动。
40.图3b展示的是用于计算图3a的纵向不对称的示例性结构，对于此结构，已经使用紧束缚模型并参考以黑点绘出的格点严格对角化解薛定谔方程。在某些情况下，这些格点可以是可视化的，例如为原子。白色圆圈标记的格点，是潜在非弹性散射中心的位置。
41.参考文献(mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器”；braak，18 180 759.5；mannhart 2018a；mannhart 2018b；mannhart 2019)中公开的量子环的特征在于相同的延时。参考文献(mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易滤波器”；braak，18 180 759.5；mannhart 2018a；mannhart2018b；mannhart 2019)中公开的量子环中，打破量子环的横向对称性(即垂直于轨迹路径的对称性，见图2)而诱发这种特性，如图4所示。只有在适当强度的磁场h穿过回路的情况下，横向对称性被破坏后，渡越时间才会不同，因为需要磁场将横向不对称性与纵向对称性破坏相结合。因此，参考文献(mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器”；braak，18 180 759.5；mannhart 2018a；mannhart 2018；annhart 2019)中公开的装置要求施加磁场。纵向不对称装置(图2)不需要外加磁场。就参数控制、复杂性、尺寸、重量和成本而言，不需要磁场，会在装置的许多使用场景下带来明显的决定性优势。
42.实际上，对于量子波在整个装置中的传输，将纵向结构装置的不对称与坍缩作用固有的时间反演不对称性结合起来，足以打破时间反演对称性。
43.需要引起注意的是，由纵向对称性带来的时差效应不限于多个连接路径，图2为此提供了一个示例。即使在如图5所示单连通(simply connected)的传输路径中也依然实现了同样的不对称性。这是显而易见的，因为触点50.1和50.2分别接触装置中央部分左侧和右侧，且形状不同。与图2示例不同的是，图5示例的传输结构不仅包括电线，还包括通过电线与端口a和端口b连接的延伸区域。延伸区域呈纵向不对称，使得触点50.2对端口b发射的电子进行反射的概率，高于触点50.1对端口a发射的电子进行反射的概率。因此，图5装置可以以与图2装置相同的方式运行。
44.更重要的是，对于仅通过触点或端口引发纵向不对称性的传输结构，甚至也能引
发所述的时差效应，如图6所示。如果端口a和端口b发射形状不同，但甚至有可能具有相同的平均动量和能量的波包60.1和60.2，则对于沿相反方向移动的波包，其传输时间也不尽相同。如果端口a和端口b由不同的材料制成(如两种不同的导电触点，其电子系统具有不同特性，如电子或声子系统状态光谱密度等，或者具有不同的缺陷)，则可能会出现这种情况。两个触点可以由两种不同的金属材料制成，例如铜和铝、铜和铜合金、或者金属和高掺杂半导体。传输结构中心的内部菱形部分，可采用任何种类和形式，尤其可以呈纵向对称形状。
45.重要的是需理解本发明的另一个关键方面：传输时间对称性被破坏的装置的功能是通过向传输路径添加特征来实现的，这些特征在装置中引起量子波的至少部分相位退相干或至少部分量子力学坍缩过程。这种坍缩导致量子波的相位信息丢失，因为吸收波与宏观环境(macroscopic bath)的耗散耦合会导致退相干。多次将此过程称为“量子力学测量过程”【cohen】。
46.图7a-d展示的是所谓“捕获点位置”的主要作用，能够引起电子波的非弹性散射，并从而导致波函数坍缩，这一示例用来解释整合至装置函数中的这种坍缩特征。
47.图7a示出了从左侧来的电子波70.1，该电子波在时间t1撞击到捕获中心70.2上，该捕获中心70.2充当非弹性散射体，并且在低于输入电子波70.1的能级的能级70.3处捕获电子。入射电子的动量通过散射点转移到宏观热环境(macroscopic thermal bath)70.4，可通过基底晶格提供该热浴热环境70.4。这一转移也会导致电子波相位记忆的有效丢失。
48.如图7b所示，在稍后的时间t2，电子波通过由例如热环境70.4产生的热激发等方式从该捕获位置脱离。由于失去了对入射电子的方向和相位的记忆，电子现在随机向左侧和右侧发射，两边概率相等。
49.由于对称性的原因，最初从右侧到达的电子(图7c)存在同样的特性(图7d)。
50.通常由例如电子-声子散射效应或者由形成传输路径的晶格的不规则处(如缺陷处)的电子的散射效应等引起这种非弹性散射。因此，可以通过改变热环境70.4的温度或者改变传输结构晶格中存在的缺陷密度(例如有意向缺陷少的晶体添加缺陷)，对这些非弹性散射效应的频率(以电子非弹性散射的平均散射时间，或者其平均相位损失时间为特征)进行控制。通过这种方式，可以获得如图8所示的传输结构。在这个具有不对称传输时间的传输结构80.1中，标出导致电子波坍缩和衰减作用的五个非弹性散射中心80.2，作为示例。
51.图6中的装置以类似方式工作。如果传输结构内部没有产生非弹性散射效应，则该装置只会引起从左侧或右侧到达的电子所对应的非互易性传输时间。然而，如果传输结构内部包含非弹性散射中心或捕获中心，则装置对电子实现分类。
52.通过这点，能够容易地理解本发明的要点。为了解释装置的功能，我们首先考虑这样一种情况，即确定非弹性散射中心的密度，使得平均非弹性散射时间大致等于最初从左和从右移动的电子的传输时间之差。
53.从端口a到达的电子以很快的速度通过传输结构，因此只有很小的概率会经历坍缩作用。因此，离开端口a的电子波将有相当高的概率被传输到端口b。
54.然而，鉴于传输结构的几何形状，从端口b到达的电子不可避免地会在传输结构中停留很长时间。因此，该电子波具有很高的概率会经历坍缩作用，并且，如上文借助图7所解释的那样，也具有相当高的概率被坍缩作用所转移，然后返回到端口b。
55.因此，通过传输结构传输的概率具有不对称性：从端口a移动到端口b的电子波，相
比从端口b移动到端口a的电子波，具有更高的概率通过装置。
56.通过严格的计算对这一理解进行了证实，其中在量子力学态的幺正演化(通过单个薛定谔方程情况进行说明)中加入非弹性散射，以确定电子的移动轨迹，其经蒙特卡罗类方法予以确定。图9b展示的是如图9a所示、传输结构中移动的电子的计算结果。
57.图9a再次展示纵向不对称示例性结构(如图3b所示)，对于此结构，已经使用紧束缚模型并参考晶格点(图示为黑点)严格对角化解薛定谔方程。这些格点可以是可视化的，例如为原子。白色圆圈标记的格点是潜在非弹性散射中心的位置。
58.图9b展示的是考虑非弹性散射情况下图9a装置的分类特性，其中平均散射时间大概等于两个方向反射时间之差。图9b是通过对全部2304个电子进行蒙特卡罗计算而绘制的。该图展示的是这些电子通过左端口或右端口离开装置的分数电荷(即概率p)。举几个例子：p＝0的电子向左离开和向右离开装置的概率相等，p＝-1的电子会向左离开装置。p＝0.5的电子会有75％的概率向右离开装置。如图所示，所有电子的算术平均值为pav～-0.0546。因此，向左离开装置的电子明显要比向右离开的多，即装置对电子实现分类。
59.为了使用图8所示装置的实施例来说明装置如何运作，我们分析了回路中装置的特性，其中装置与电阻器r(100.1)连接成闭环(见图10)。整个结构处于封闭环境(100.2)中，并且在均匀温度t下启动.
60.由于电阻器r(100.1)在温度t下运行，因此会引起流经电阻器的波动性热噪声电流，该电流经过johnson-nyquist方程量化【johnson，1928；nyquist，1928】，i_noise＝sqrt(4kt δf/r))。这里，频带δf代表感应电流的有效带宽，k_b代表玻尔兹曼常数。这种波动性电流由通过端口a和端口b的电子波包组成。由于装置本身(100.3)具有较高的透射率(higher transmission)，因此从a向b移动的波包电阻比从b向a(相反方向)小，所以在平均时间范围内，在回路中通过感应作用产生循环电子电流i_circ(100.4)，如图10所示。由于i_circ(100.4)会流经r(100.1)，同时在端口a与端口b之间产生电压v＝i_circ
×
r，因此端口b的负值大于端口a。
61.电压v和循环电流i_circ可用于向装置110.1(如灯或马达这种以负载电阻r_l为特征的装置)供电(见图11)，这种情况下，为这些设备供电的能量由与t相关的热能提供，从而t随时间减小。。与现有技术的比较
62.a)所述装置让人联想到所谓的量子棘轮【parrondo,】。由于装置结构的纵向不对称性，所述量子棘轮实现了粒子和波在一个方向上的定向传输。与本发明的装置不同，棘轮要发挥作用，它们必须由与所述装置本身不平衡的电源来激发或“震动(shaken)”【parrondo、】。这两类装置之间存在差异的原因在于棘轮不能适当利用量子坍缩事件。
63.b)也有报道称，非对称量子台球(quantum billiards)(例如，参见【marlow】)、量子点(例如，参见【zumb
ü
hl，marlow】)、手性结构(例如，参见【krstic】)和非对称aharonov bohm环(例如，参见【leturcq】)会产生整流行为。在所有这些情况下，其功能都是作为所述装置的非线性动作来实现，这在业内也被称为“非线性响应”。例如，在手性结构中，通过所述装置发送的电流产生磁场，该磁场通过手性引起电子散射的变化，从而改变电阻，进而作用于电流。因此，装置电压的不对称性与电流的平方成正比。这种非线性响应将所有这些装
置与本公开中提出的装置区分开来。正是量子坍缩事件和装置不对称性的独特应用，使得当前装置不需要非线性效应，因而使它们能够根据需要对单个量子波进行分类，以实现装置功能(参见图11)。事实上，【b
ü
ttiker，1988年】已经表明，对于不像本发明的装置那样利用坍缩过程和不对称性的装置，不可能在线性响应中实现非互易性传输。
64.c)在【nieuwenhuizen】中讨论了假设系统，据称该系统显示出量子物理和热力学第二定律之间存在一些分歧。然而，正如这些作者所指出的，分歧仅限于在非常低的温度下存在的量子力学纠缠态，因为这些纠缠态受到了退相干过程的破坏。此外，量子纠缠必须是多粒子类型。这些要求使得所提出的系统在实际实施上变得不切实际。相反，本发明不依赖于量子纠缠，而是依赖于单粒子相干性、坍缩过程和干涉。
65.d)我们指出，在量子热力学领域(例如，参见【vinj anampathy】)实现了所谓的麦克斯韦妖，使得封闭系统中单向粒子传输和熵减少成为可能。然而，这些装置通过增加存储在麦克斯韦妖中的信息量来实现上述效果。因此，如果连同它们的麦克斯韦妖一起考虑，则这些装置符合热力学第二定律【merali】。这是与当前公开所呈现的装置的关键区别，这些装置不处理或存储信息，因此违反了热力学第二定律。
66.e)最后再次指出，当前公开所呈现的装置让人想起【mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器”；braak，18 180 759.5；mannhart2018a；mannhart 2018b；mannhart 2019】中所呈现的装置。然而，【mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器”；braak，18 180759.5；mannhart 2018a；mannhart 2018b；mannhart 2019】的装置只有借助于传输路径的横向不对称性才能实现其功能，这就需要使用外加磁场。此处呈现的装置并不依赖于横向不对称性。由于其传输路径的纵向不对称性，因此，不需要施加磁场，从而使得新装置实现起来更简单、更容易调节、也更便宜。装置的实施方式
67.a)图8中所示的所述装置的基本结构，可以例如通过在合适的衬底如二氧化硅或蓝宝石上，沉积金、银、铜等金属的膜并将其图案化来实现。必须选择装置尺寸，使其在工作温度下与电子相位破缺(phase breaking)长度差不多。这一要求相当于在4.2k或更低温度下运行的100nm-1μm数量级的典型装置尺寸【imry、datta】。在这种情况下，非弹性散射由电子-声子散射和晶体缺陷(例如晶界)的混合提供。显然，所述传输结构的主体80.1也可以形成环(如20.3)，散射中心位于导体中。
68.b)所述装置的第二种优选实施方式是将半导体用于所述传输结构。事实上，由于其相位相干长度较大(对于砷化镓低温下为1.62μm【ferry】)，半导体(如砷化镓或相关材料)会被用于实现装置。较大的非弹性散射长度意味着装置不需要达到亚微米长度，或者可以在高温下工作。使用砷化镓等半导体也能够利用栅电极，通过耗尽层来定义结构，如【leturcq】中所实践的。
69.c)所述装置的第三种优选实施方式是使用有机分子作为传输结构。具有纵向不对称性的导电分子将为两个行进方向的电子传导提供时间差。例如，电子-声子散射或侧基的作用会引起相位破缺散射(phase breaking scattering)。分子必须与触点相连。对于金属触点(例如金触点)，优选地通过噻吩键来实现。由于分子固有的小尺寸和分子中的高本征电子相干性，对于室温或更高温度下的操作，通过分子实现所述装置是一种优选方式。这种实施方式体现了本发明的另一个优点：传输结构(在本实施例中是分子)不需要与外部施加
的磁场对准。例如，这提供了分子在三维空间中名义上的随机取向的自由，前提是保持与端口适当接触。
70.在该实施方式的第一种变型中，分子可以结合到由沉积在衬底(例如硅)上的金属电极(例如金)组成的异质结构中。在该金属层上有一层或几层这些分子，通常具有优选的取向。这些分子的顶部与另一个金属层(例如金或银)接触。出于上述原因，如果两个金属层的电子性质不同，则可以使用纵向对称的分子。
71.在该实施方式的第二种变型中，分子的功能通过二硫化钼或石墨烯等纳米图案化或微图案化的二维材料来实现。对于一些应用，使用多层二维材料，例如双层石墨烯，可能会更为有益。二维材料或多层二维材料可以被图案化为导线、纳米带、条纹，或者可以图案化为包括孔或孔的排列。
72.d)在第四个可能的装置实施例中，本公开示例说明如何将这些装置排列成阵列，以增强效果。图12a示出了传输结构的更大的一维阵列的一部分。在这个示例中，传输结构内部(120.1)被认为是对称的。这些结构连接到由两层120.2和120.3组成的不对称触点。这两层产生不同形状的电子波包(参见图6)，从而导致装置动作。如果触点的相位破缺(phase-breaking)长度比触点厚度小得多，由n个独立装置组成的阵列的输出电压将是单个装置输出电压的n倍。这是因为不需要在整个阵列上建立相位相干性。
73.图12b说明了将一维阵列原理扩展到更高阶阵列是很简单的。图12b所示的二维阵列具有与阵列中单个装置(120.1)数量成比例的输出功率，以及与纵向方向上单个装置(120.1)数量成比例的输出电压。
74.图13给出了使用光子作为量子波的一种本发明的实施方式。在该实施方式中，由外壳13.1包围的传送单元包括光学投影系统13.2(例如透镜)，并且连接两个端口13.3和13.4。例如，外壳13.1以反射系数接近1的金属制成，因此发射系数消失。因此，其充当一面镜子。光学投影图像设计为以1:1的比率将光圈13.7成像到由光圈13.6和反射环13.5组成的13.3的入口之上。相应光路由13.8和13.9表示。显然，这种投影在反方向上也起作用。
75.在以下情况(a)中，投影系统13.2由完全透明的材料制成。
76.(a)由波包13.10组成的量子波从左侧到达传送单元，要么被突起13.5反射回13.3，要么穿过13.6、透镜13.2和光圈13.7内部进入13.4，以向右离开系统。由波包13.11组成的量子波从右侧经过13.7和13.2到达传送单元。然后要么通过13.6和13.3向左离开系统，要么通过13.5反射，穿过13.2和13.7，向右离开系统。因此，系统设计保证了如果量子波包从左侧(13.10)和从右侧(13.11)以相等的数量到达，则向左和向右穿过透镜13.2的光子波从13.11出现的数量比从13.10出现的数量更大。尽管存在这种不对称性，但是系统的总传输系数是对称的：如果量子波从左侧(13.10)和从右侧(13.11)以相等的数量到达，则也将向左和向右以相等的数量离开。
77.(b)现在我们考虑透镜13.2是由一种材料制成的情况，这种材料通过穿过的一部分(比如10％)量子波非弹性散射引入吸收和随机再发射。很明显，这种吸收和再发射对源于13.11的量子波的影响更大，因为其通过透镜的数量大于源于13.10的量子波的数量。由于通过13.2的量子波的再发射本质上是随机的，所以再发射的波向左和向右发射的数量是相等的。由于环13.5的原因，光圈13.6小于光圈13.7，因此通过13.4向右离开系统的这些再发射波的数量要大于通过13.3向左离开系统的数量。由于这一效应，从右侧到达的量子波
13.11被传送系统大量反射到右侧。而从左侧发射的量子波13.10被传送系统反射到左侧，且数量较少。通过这种非互易性，传送系统在13.3和13.4的量子波群之间产生了所期望的不平衡。
78.应该补充的是，可以提供另一种光子装置，其原理与图6的电子装置相同。这种光子装置还可以包括由不同材料制成的第一端口和第二端口，这些端口将发射波包形状各异的光子波，使得在相反方向上行进的波包的传输时间将不同。还应该提到的是，图2或图8中所示的传输路径的几何形状仅呈现了两个简单的实施例。路径可能会更复杂，并且可能会包括例如几个环路，使用第三维空间。也可以包括附加散射体、非互易滤波器甚至黑体等其他组件。
79.值得注意的是，不再需要应用磁场来操作装置是本公开所提出的装置的一大优势，因为这在许多情况下简化了装置的应用。然而，这并不意味着装置必须在没有磁场的情况下运行。它们在磁场中也可以运行，并且例如，如果设备不从背景磁场中屏蔽，则可能需要这样的操作。
80.还应提及的是，对于一些应用，将【mannhart，欧洲专利申请“用于物质波的非互易性滤波器”；braak，18 180 759.5；mannhart 2018a；mannhart2018b；mann-hart 2019】中基于横向不对称性提出的装置架构与本公开所呈现的装置相组合，可能更可取。虽然这种组合在大多数情况下需要使用多余磁场，但是通过破坏所有对称性来使用更大可用参数范围的装置，可以在某些情况下以增强效率或鲁棒性运行。
81.一种量子装置操作方法可以被定义为包括提供第一波的源，其中第一波的至少一个来源与环境保持热接触。环境可以是自然环境，如室温下的房间，或者是自然界某处。它也可以是人工环境，例如包含该装置的腔体(cavity)，或者又如由水浴锅或热炉提供的热环境。
82.根据第一方面的量子装置操作方法可以替代地或附加地定义为包括提供第一波的源，其中第一波的源没有被主动激发，特别是没有被非热能主动激发，使得源可能被主动加热或冷却。
83.要注意的是，根据目前教科书【reichl】中对热力学第零定律和第二定律的理解和表述方式，这些装置的行为不符合热力学第零定律和第二定律。违反第零定律是因为通过传输结构进行热接触的两个端口a和口b未保持相等的温度，而在装置产生输出功率时产生温差。违反第二定律是因为在这个封闭系统中，均匀的温度分布的状态，即最大熵状态是不稳定的，导致系统进入较低能量状态。一些专家，如著名的物理学家enrico fermi，预见了这会与第二定律产生分歧【e.fermi】。
84.事实上，几十年来，人们一直在想象着一个当时还是假设的装置，其能够违反热力学第二定律，然后会带来哪些优势，参见【capek】。
85.然而，正如专家和外行人士所知(例如，参见【merali，reichl】)，一种打破热力学第二定律、通常被称为第二类永动机的实用装置，只不过是推测的产物而已。目前的讨论集中在使用在接近绝对零度的温度下发生的量子效应，特别是量子纠缠的装置上，正如【nieuwenhuizen】所总结。由于无法了解实用装置是如何工作的，这些研究从未从推测变为可运行的装置。事实上，科学界的大多数成员都确信，从原理上讲，这种装置可能永远也造不出来。
86.还应该提及的是，上述量子装置及其应用可能需要与热环境(heat bath)耦合。这种热环境的介质可以是固体、液体或气体。该装置可以从一个或几个热环境中提取能量，并将热能传递到例如一个或几个其它热环境中。
87.本发明另一个有价值的方面，在于可以较为容易地控制由量子坍缩驱动的过程。例如，可以通过在电路中增加电阻器、电容器、电池、电感器、传感器、控制器或开关等其它电子组件，来影响或控制装置的功能。这些系统也可以配备用于过程控制的输入终端。内部或外部产生的信号则可用于控制过程。
88.本公开还涉及一种利用纵向装置不对称性和波函数的至少部分量子坍缩，使系统脱离热平衡状态的装置。
89.本公开还涉及一种利用纵向装置不对称性和波函数的至少部分量子坍缩，在一个物体内或几个物体之间产生温差的装置。
90.在根据上述任一方面的装置中，在物体处至少部分量子物理坍缩和物体波函数的至少部分吸收之后，进行所述物体量子波的统计再发射。
91.在根据上述任一方面的装置中，至少部分量子物理坍缩波被具有随机相位的另一量子波统计替换(statistically replaced)。
92.在根据上述任一方面的装置中，所述装置通过将产生的辐射密度不均匀性或产生的温差转换成电能、辐射、光能或其它形式的能量，或者通过以某种其它方式使用所实现的熵减少或有序(entropy reduction or order)来产生有用功。
93.在根据上述任一方面的装置中，所述装置可以在一个物体内或在几个物体之间传输质量、粒子、能量、热量、动量、角动量、电荷或磁矩。
94.在根据上述任一方面的装置中，所述装置为能量、波或物质的存储系统充电，例如电容器或电池。
95.在根据上述任一方面的装置中，所述装置可以加热或冷却物体。
96.在根据上述任一方面的装置中，所述装置的一个或几个物体在不同于室温的基础温度下操作，例如通过使用额外提供的加热或冷却功能。
97.导致明显违反第二定律的关键因素是传输路径的纵向不对称性，以波包形式产生粒子态，波包态的量子力学坍缩，以及通过干涉对单个和多个波包态进行排序。这些鲁棒性的单粒子过程具有可扩展性，可以在包括高温在内的宽温度范围内运行，与标准房间型环境兼容，并且可以在作用于包括电磁波、粒子波和准粒子波在内的多种量子波的各种装置中实现。
98.虽然已经通过一种或多种实施方式对本发明进行了说明和描述，但是在不脱离所附权利要求精神和范围的情况下，可以对所说明示例进行变更和/或修改。特别是对于由上述组件或结构(组件、装置、电路、系统等)执行的各种功能，除非另有说明外，否则用于描述这些组件的术语(包括对“方法”的引用)旨在对应于执行所述组件的特定功能(例如，等同功能)的任何组件和结构，即使它们在结构上不等同于执行本发明示例性实现的功能所公开的结构。