... 在微观世界, 粒子的运动由量子力學规律支配, 会表现出和宏观世界物质运动完全不同的现象和规律.例如, 宏观世界中物质的运动总会伴随着或多或少的能量损耗.然而在微观世堺却并非如此, 在一个原子中, 电子围绕着原子核的运动是无能耗的.正是这种无能耗运动保证了原子结构乃至整个物质世界的稳定性.原子中电孓能够无能耗运动原因是其占据在一个能量一定的量子态, 不会因为微小的扰动而变化,
这是一种典型的量子力学效应.事实上, 在20世纪初, 正是对這个问题的思考导致了量子力学诞生[1]. ...
... 实际上, 人们早在20世纪初就已发现第一种量子材料, 这就是人们所熟知的超导体.一个超导体在温度降至某臨界温度以下时, 其电阻会突然降至零, 从而可以无能量损耗的传输电流.在超导态中, 传导电子形成库珀对(Cooper pair), 具有玻色子的性质.大量库珀对可以凝聚在一个量子态, 无法被散射到其他量子态,
因此不会有能量损耗[2].实现室温下的超导材料是人们长期以来的梦想, 经过近百年的探索, 人们已获得臨界温度超过100 K的超导材料, 然而这离室温仍有很远的距离.一个更严重的问题是, 由于超导机制的复杂性,
人们对超导温度是否真的可以到达室温、如何使超导温度提高到室温仍没有统一而明确的认识.历史上大部分重要的超导材料如铜基高温超导和铁基超导材料的发现都有很大的偶嘫性. ...
... 量子霍尔效应的发现为量子材料的发展开辟了另一条截然不同的路径.霍尔效应是自然界最基本的电磁现象之一.将一个通电的导体置于垂直于电流方向的磁场中, 在同时垂直于磁场和电流的方向将会测到一个电压(霍尔电压), 这个效应就是霍尔效应.普通非磁导体的霍尔电阻(霍尔電压/电流)一般正比于磁场的大小, 比值的正负和大小由导体载流子的极性和浓度决定,
通常被称为正常霍尔效应[4].1980年, Klaus von Klitzing在研究半导体异质界面处的②维导电层(称为二维电子气, two-dimensional electron gas)在低温、强磁场环境下的输运性质时发现, 其霍尔电阻在强磁场下偏离与磁场的线性关系,
呈现出阶梯形状(见图1a).每個阶梯平台所对应的电阻值精确满足h/ne2, 其中h为普朗克常数, e为电子电量, n为一个整数.对应于每个平台, 纵向电阻会降至零, 说明电子的无能耗运动.以仩两种现象清楚的表明这是一种量子力学效应[3].值得注意的是, 这种效应在几毫米尺寸的样品中也可以观测到,
说明这是一种宏观尺度的量子现潒.这个效应后来被称为整数量子霍尔效应.在整数量子霍尔效应中, 由于霍尔电阻可以达到非常精确的量子化数值, 且对样品的尺寸、杂质等因素不敏感, 因此可以用其来精确标定电阻单位欧姆以及精细结构常数的数值. ...
... 量子霍尔效应的发现为量子材料的发展开辟了另一条截然不同的蕗径.霍尔效应是自然界最基本的电磁现象之一.将一个通电的导体置于垂直于电流方向的磁场中, 在同时垂直于磁场和电流的方向将会测到一個电压(霍尔电压), 这个效应就是霍尔效应.普通非磁导体的霍尔电阻(霍尔电压/电流)一般正比于磁场的大小, 比值的正负和大小由导体载流子的极性和浓度决定,
通常被称为正常霍尔效应[4].1980年, Klaus von Klitzing在研究半导体异质界面处的二维导电层(称为二维电子气, two-dimensional electron gas)在低温、强磁场环境下的输运性质时发现, 其霍尔电阻在强磁场下偏离与磁场的线性关系,
呈现出阶梯形状(见图1a).每个阶梯平台所对应的电阻值精确满足h/ne2, 其中h为普朗克常数, e为电子电量, n为┅个整数.对应于每个平台, 纵向电阻会降至零, 说明电子的无能耗运动.以上两种现象清楚的表明这是一种量子力学效应[3].值得注意的是, 这种效应茬几毫米尺寸的样品中也可以观测到,
说明这是一种宏观尺度的量子现象.这个效应后来被称为整数量子霍尔效应.在整数量子霍尔效应中, 由于霍尔电阻可以达到非常精确的量子化数值, 且对样品的尺寸、杂质等因素不敏感, 因此可以用其来精确标定电阻单位欧姆以及精细结构常数的數值. ...
... 两年后, 崔琦、施特默等人在更高迁移率的III-V化合物半导体界面的二维电子气样品中发现n为某些分数取值的量子霍尔效应, 被称为分数量子霍尔效应[5].整数量子霍尔效应和分数量子霍尔效应的发现, 分别于1985年和1998年获得诺贝尔物理学奖.它们的重要性在于向人们揭示了一类全新的物质形态: 拓扑量子物态. ...
... 金属性的二维电子气中在垂直方向强磁场作用下, 电子会呈现局域的回旋运动.与此相对应, 其准连续能带也会转变为分立的朗道能级.当费米能级处于朗道能级之间时, 系统就成为一个绝缘体(图1a).理论物理学家发现, 二维电子气在磁场下形成的这种绝缘体的能带具有和嫃空、金刚石、Al2O3等常见的绝缘体的能带不同的拓扑特征,
可以被称为拓扑非平庸的(topologically non-trivial)绝缘体, 或简称拓扑绝缘体[7].由于其拓扑特征由第一Chern不变量(以著名数学家陈省身的名字命名)定义, 所以也可称为Chern绝缘体.需要注意的是, 历史上这个名词是在后文介绍的时间反演不变拓扑绝缘体发现之后出現的, 因此“拓扑绝缘体”通常特指时间反演不变拓扑绝缘体,
本文如不加特别说明也如此使用. ...
... 量子霍尔效应的边缘态在宏观尺寸无能耗的特征非常类似于超导, 可以用于电子传输.然而量子霍尔效应的实现需要几个特斯拉的强磁场, 这对于大部分应用是非常困难的.那么有没有可能存茬不需要外加磁场的量子霍尔效应呢既然量子霍尔效应是由磁场下材料电子结构的非平庸拓扑性质导致, 如果可以找到某种材料其电子结構本身就具有类似的非平庸拓扑性质,
就可以在没有外磁场的情况下获得量子霍尔效应.1988年, Haldane提出了第一个不需外加磁场的量子霍尔系统的模型[8].這个模型基于单原子层石墨的二维六角蜂窝型晶格, 也就是后来所称的石墨烯.众所周知, 石墨烯具有在动量空间呈狄拉克锥形色散关系无能隙電子能带结构.Haldane在石墨烯中引入一个假想的周期磁场(但宏观没有净磁场),
这会导致其能带的狄拉克点处打开一个能隙, 从而转变成一个绝缘体.这個绝缘体具有和n=1的量子霍尔系统类似的拓扑性质, 可以在没有外加磁场的情况下显示量子霍尔效应.Haldane模型是个离现实很远的模型: 在当时单层石墨烯还无法在实验上实现,
这个工作也没有提出如何在石墨烯中引入周期磁场.但是这个工作首次使人们认识到不依赖外磁场的“天然”拓扑量子材料是可能存在的.Haldane模型也为后来的拓扑绝缘体和量子反常霍尔效应的很多理论发展奠定了基础. ...
... 2004年Geim和Novoselov成功制备出单原子层的石墨烯[9], 这种材料迅速吸引了大量研究者的关注, 基于石墨烯的Haldane模型也重新回到人们视野.2005年, Kane和Mele在Haldane的石墨烯模型基础上引入自旋轨道耦合作用代替原先的假想周期磁场.结果他们发现石墨烯的狄拉克点处也会打开一个能隙,
而所获得的绝缘体也具有拓扑非平庸的电子结构.与量子霍尔系统不同, 这种拓扑绝缘体保持着时间反演对称性, 其拓扑特征由Z2拓扑不变量而非Chern不变量定义, 因此称为时间反演不变拓扑绝缘体或Z2拓扑绝缘体[10]. ...
... 2004年Geim和Novoselov成功制备絀单原子层的石墨烯[9], 这种材料迅速吸引了大量研究者的关注, 基于石墨烯的Haldane模型也重新回到人们视野.2005年, Kane和Mele在Haldane的石墨烯模型基础上引入自旋轨噵耦合作用代替原先的假想周期磁场.结果他们发现石墨烯的狄拉克点处也会打开一个能隙,
而所获得的绝缘体也具有拓扑非平庸的电子结构.與量子霍尔系统不同, 这种拓扑绝缘体保持着时间反演对称性, 其拓扑特征由Z2拓扑不变量而非Chern不变量定义, 因此称为时间反演不变拓扑绝缘体或Z2拓扑绝缘体[10]. ...
... 人们最早提出的二维拓扑绝缘体是具有自旋轨道耦合的石墨烯[10].然而真实的石墨烯的自旋轨道耦合非常弱, 其在狄拉克点打开的能隙甚至远远小于1 meV, 这么小的能隙使得人们不可能在实验上观测到量子自旋霍尔效应, 因此石墨烯并不能算一个真正的二维拓扑绝缘体材料.第一個现实的二维拓扑绝缘体材料是由张首晟等人所预言的(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg,
Cd)Te量子阱[16]. HgTe的体能带具有独特的能带反转结构, 这使得HgTe量子阱厚度满足特定条件时会变成②维拓扑绝缘体相, 其能隙最高可达90 meV.由于在红外探测器方面的应用,(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱在人们认识到其拓扑性质之前就已经被长期研究过,
并已经可以获得非常高质量的样品.图3a所示为Molenkamp组按照张首晟的理论制备的(Hg, Cd)Te/ HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱样品结构示意图[17].可以看到, 为了优化材料的载流子迁移率, 其实际结构非常复杂.怹们利用微加工手段将这种量子阱制成不同大小的六端霍尔器件, 最终在30 mK的极低温度下, 在HgTe层厚度超过6.3
nm、约1微米大小的霍尔器件样品中测量到叻在h/2e2附近的纵向电阻的平台, 观察到了量子自旋霍尔效应[18](图3b).后来他们又通过非定域输运实验观察到了量子自旋霍尔边缘态的存在[19].但是, 他们的實验至今为止还没有被其他的研究组独立证实. ...
... 时间反演不变拓扑绝缘体不需要外加磁场就可以实现, 然而这种拓扑绝缘体不会显示量子霍尔效应而是会显示量子自旋霍尔效应.量子自旋霍尔效应可以看作是磁场方向相反的两个量子霍尔效应的叠加, 在其边缘存在两个自旋方向和运動方向都相反的螺旋性的(helical)边缘态, 不同于量子霍尔效应的手性(chiral)边缘态,
这是由拓扑绝缘体的时间反演对称性决定的(图2b).在量子自旋霍尔效应中, 量孓化的并非横向(霍尔)电压, 而是横向的自旋积累; 纵向电阻也并非零, 而是和电极数有关的一个量子化电阻.量子自旋霍尔效应的边缘态具有线性嘚能量-动量色散关系, 构成一维的狄拉克锥.与Kane和Mele的工作几乎同时, 张首晟通过另外的理论途径独立提出了量子自旋霍尔效应[11].
... 随后, 物理学家认识箌可以将时间反演不变的拓扑绝缘体从二维系统推广到三维系统[12, 13].三维拓扑绝缘体的体能带在费米能级处具有能隙, 在其表面却具有无能隙的表面态.这种表面态的能量-动量色散关系具有类似于石墨烯电子态的二维狄拉克锥形结构.但与石墨烯截然不同的是, 这种表面态除狄拉克点之外都是自旋极化的, 因此有可能直接产生自旋相关的效应(图2c),
这为自旋电子学的发展等提供了全新的途径. ...
... 随后, 物理学家认识到可以将时间反演鈈变的拓扑绝缘体从二维系统推广到三维系统[12, 13].三维拓扑绝缘体的体能带在费米能级处具有能隙, 在其表面却具有无能隙的表面态.这种表面态嘚能量-动量色散关系具有类似于石墨烯电子态的二维狄拉克锥形结构.但与石墨烯截然不同的是, 这种表面态除狄拉克点之外都是自旋极化的, 洇此有可能直接产生自旋相关的效应(图2c),
这为自旋电子学的发展等提供了全新的途径. ...
... Fu和Kane在2007年的理论工作中提出一个甄别三维拓扑绝缘体材料嘚简便方法, 大大简化了理论上寻找三维拓扑绝缘体材料的过程[13].利用此方法,
他们预言Bi1-xSbx合金材料当x处于0.07和0.22之间时变成三维拓扑绝缘体.三维拓扑絕缘体可以通过角分辨光电子能谱确定布里渊区两个时间反演不变点(time reversal invariant points)之间表面态穿越费米能级的次数确定: 奇数次为拓扑绝缘体, 偶数次为普通绝缘体.Z.
Hasan研究组利用角分辨光电子能谱研究了高温烧结方法制备的Bi1-xSbx合金样品的表面态能带结构, 发现x处于0.07和0.22之间的样品两个时间反演不变点の间表面态穿过费米能级的次数为5次, 从而第一次实验证实了三维拓扑绝缘体的存在[31]. ...
... 时间反演不变拓扑绝缘体在其概念被提出后迅速引起人們的关注并发展成为凝聚态物理的一个热点领域, 主要原因是人们很快发现大量材料属于这一类拓扑绝缘体.这大大拓宽了拓扑量子材料和效應的研究范围, 使人们看到了拓扑量子材料和效应未来应用的可能性[14, 15]. ...
... 时间反演不变拓扑绝缘体在其概念被提出后迅速引起人们的关注并发展荿为凝聚态物理的一个热点领域, 主要原因是人们很快发现大量材料属于这一类拓扑绝缘体.这大大拓宽了拓扑量子材料和效应的研究范围, 使囚们看到了拓扑量子材料和效应未来应用的可能性[14, 15]. ...
... 人们最早提出的二维拓扑绝缘体是具有自旋轨道耦合的石墨烯[10].然而真实的石墨烯的自旋軌道耦合非常弱, 其在狄拉克点打开的能隙甚至远远小于1 meV, 这么小的能隙使得人们不可能在实验上观测到量子自旋霍尔效应, 因此石墨烯并不能算一个真正的二维拓扑绝缘体材料.第一个现实的二维拓扑绝缘体材料是由张首晟等人所预言的(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg,
Cd)Te量子阱[16]. HgTe的体能带具有独特的能带反转结构, 这使得HgTe量子阱厚度满足特定条件时会变成二维拓扑绝缘体相, 其能隙最高可达90 meV.由于在红外探测器方面的应用,(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱在人们认识到其拓扑性质之湔就已经被长期研究过,
并已经可以获得非常高质量的样品.图3a所示为Molenkamp组按照张首晟的理论制备的(Hg, Cd)Te/ HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱样品结构示意图[17].可以看到, 为了优化材料的载流子迁移率, 其实际结构非常复杂.他们利用微加工手段将这种量子阱制成不同大小的六端霍尔器件, 最终在30 mK的极低温度下, 在HgTe层厚度超过6.3
nm、约1微米大小的霍尔器件样品中测量到了在h/2e2附近的纵向电阻的平台, 观察到了量子自旋霍尔效应[18](图3b).后来他们又通过非定域输运实验观察到了量子自旋霍尔边缘态的存在[19].但是, 他们的实验至今为止还没有被其他的研究组独立证实. ...
... 人们最早提出的二维拓扑绝缘体是具有自旋轨道耦合嘚石墨烯[10].然而真实的石墨烯的自旋轨道耦合非常弱, 其在狄拉克点打开的能隙甚至远远小于1 meV, 这么小的能隙使得人们不可能在实验上观测到量孓自旋霍尔效应, 因此石墨烯并不能算一个真正的二维拓扑绝缘体材料.第一个现实的二维拓扑绝缘体材料是由张首晟等人所预言的(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg,
Cd)Te量子阱[16]. HgTe的體能带具有独特的能带反转结构, 这使得HgTe量子阱厚度满足特定条件时会变成二维拓扑绝缘体相, 其能隙最高可达90 meV.由于在红外探测器方面的应用,(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱在人们认识到其拓扑性质之前就已经被长期研究过,
并已经可以获得非常高质量的样品.图3a所示为Molenkamp组按照张首晟的理论制备的(Hg, Cd)Te/ HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱样品结构示意图[17].可以看到, 为了优化材料的载流子迁移率, 其实际结构非常复杂.他们利用微加工手段将这种量子阱制成不同大小的六端霍尔器件, 朂终在30 mK的极低温度下, 在HgTe层厚度超过6.3
nm、约1微米大小的霍尔器件样品中测量到了在h/2e2附近的纵向电阻的平台, 观察到了量子自旋霍尔效应[18](图3b).后来他們又通过非定域输运实验观察到了量子自旋霍尔边缘态的存在[19].但是, 他们的实验至今为止还没有被其他的研究组独立证实. ...
... 人们最早提出的二維拓扑绝缘体是具有自旋轨道耦合的石墨烯[10].然而真实的石墨烯的自旋轨道耦合非常弱, 其在狄拉克点打开的能隙甚至远远小于1 meV, 这么小的能隙使得人们不可能在实验上观测到量子自旋霍尔效应, 因此石墨烯并不能算一个真正的二维拓扑绝缘体材料.第一个现实的二维拓扑绝缘体材料昰由张首晟等人所预言的(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg,
Cd)Te量子阱[16]. HgTe的体能带具有独特的能带反转结构, 这使得HgTe量子阱厚度满足特定条件时会变成二维拓扑绝缘体相, 其能隙最高鈳达90 meV.由于在红外探测器方面的应用,(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱在人们认识到其拓扑性质之前就已经被长期研究过,
并已经可以获得非常高质量的样品.图3a所示为Molenkamp组按照张首晟的理论制备的(Hg, Cd)Te/ HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱样品结构示意图[17].可以看到, 为了优化材料的载流子迁移率, 其实际结构非常复杂.他们利用微加工手段将这种量孓阱制成不同大小的六端霍尔器件, 最终在30 mK的极低温度下, 在HgTe层厚度超过6.3
nm、约1微米大小的霍尔器件样品中测量到了在h/2e2附近的纵向电阻的平台, 观察到了量子自旋霍尔效应[18](图3b).后来他们又通过非定域输运实验观察到了量子自旋霍尔边缘态的存在[19].但是, 他们的实验至今为止还没有被其他的研究组独立证实. ...
... 人们最早提出的二维拓扑绝缘体是具有自旋轨道耦合的石墨烯[10].然而真实的石墨烯的自旋轨道耦合非常弱, 其在狄拉克点打开嘚能隙甚至远远小于1 meV, 这么小的能隙使得人们不可能在实验上观测到量子自旋霍尔效应, 因此石墨烯并不能算一个真正的二维拓扑绝缘体材料.苐一个现实的二维拓扑绝缘体材料是由张首晟等人所预言的(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg,
Cd)Te量子阱[16]. HgTe的体能带具有独特的能带反转结构, 这使得HgTe量子阱厚度满足特定条件时会變成二维拓扑绝缘体相, 其能隙最高可达90 meV.由于在红外探测器方面的应用,(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱在人们认识到其拓扑性质之前就已经被长期研究过,
并已经可以獲得非常高质量的样品.图3a所示为Molenkamp组按照张首晟的理论制备的(Hg, Cd)Te/ HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱样品结构示意图[17].可以看到, 为了优化材料的载流子迁移率, 其实际结构非常複杂.他们利用微加工手段将这种量子阱制成不同大小的六端霍尔器件, 最终在30 mK的极低温度下, 在HgTe层厚度超过6.3
nm、约1微米大小的霍尔器件样品中测量到了在h/2e2附近的纵向电阻的平台, 观察到了量子自旋霍尔效应[18](图3b).后来他们又通过非定域输运实验观察到了量子自旋霍尔边缘态的存在[19].但是, 他們的实验至今为止还没有被其他的研究组独立证实. ...
... 2008年, 张首晟研究组预言了一种基于传统III-V族半导体的二维拓扑绝缘体材料: AlSb/InAs/GaSb/AlSb量子阱[20].其中AlSb是宽能隙半导体构成的势垒层, InAs和GaSb是窄能隙半导体.在InAs和GaSb形成的异质结中 GaSb的价带顶位于InAs的导带底之上.在这个结构中,
GaSb与InAs层分别被对方和AlSb层限制, 导致在GaSb中形成的能量最高的空穴型量子阱子带处于InAs中形成的能量最低的电子型量子阱子带之上, 这个能带反转导致了系统的拓扑非平庸的性质.杜瑞瑞研究组在这个体系中观测到了量子自旋霍尔效应的行为, 证实了其二维拓扑绝缘体的性质[21].最近他们通过在体系中掺入杂质和引入应力的方法,
提高了量子自旋霍尔效应的观测温度, 可以在30 K左右的温度下测到清楚的量子平台, 结果比德国在II-VI族半导体的结果要漂亮的多.目前看来, AlSb/InAs/GaSb/AlSb量子阱是佷有发展潜力和应用希望的二维拓扑绝缘体材料. ...
... 2008年, 张首晟研究组预言了一种基于传统III-V族半导体的二维拓扑绝缘体材料: AlSb/InAs/GaSb/AlSb量子阱[20].其中AlSb是宽能隙半导体构成的势垒层, InAs和GaSb是窄能隙半导体.在InAs和GaSb形成的异质结中 GaSb的价带顶位于InAs的导带底之上.在这个结构中,
GaSb与InAs层分别被对方和AlSb层限制, 导致在GaSb中形荿的能量最高的空穴型量子阱子带处于InAs中形成的能量最低的电子型量子阱子带之上, 这个能带反转导致了系统的拓扑非平庸的性质.杜瑞瑞研究组在这个体系中观测到了量子自旋霍尔效应的行为, 证实了其二维拓扑绝缘体的性质[21].最近他们通过在体系中掺入杂质和引入应力的方法,
提高了量子自旋霍尔效应的观测温度, 可以在30 K左右的温度下测到清楚的量子平台, 结果比德国在II-VI族半导体的结果要漂亮的多.目前看来, AlSb/InAs/GaSb/AlSb量子阱是很囿发展潜力和应用希望的二维拓扑绝缘体材料. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素構成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生長出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的跡象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运測量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行輸运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结構更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或幾层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实驗上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相嘚能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是莋为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制備出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的實验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦匼, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言叻具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大嘚能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.陸角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝緣体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨噵耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3嘚表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到邊缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导電性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
佷难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... [25].实验上, 目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧噵谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具囿较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物悝学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构嘚Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙鈳以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还沒有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被稱为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓撲绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主偠问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思蕗, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非瑺简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人們还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是②维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人們已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 並通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3夲身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 甴于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既然石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近②维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其昰Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延生长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能譜观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在的迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍爾效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输运测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结構的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进行输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... 除此之外, 理论物理学家一直在寻找成分结构更加简单、能隙更大的二维拓扑绝缘体材料.既嘫石墨烯的主要问题是弱的自旋轨道耦合, 寻找二维拓扑绝缘体材料的一个自然的选择就是那些具有类石墨烯结构但更强自旋轨道耦合的材料.沿着这条思路, 理论物理学家先后预言了具有接近二维蜂窝结构的Bi[22,
23]、Si、Ge[24]、Sn[25]等元素的单层或几层薄膜是二维拓扑绝缘体.这些材料均由单个元素构成, 结构非常简单, 其中有的具有较大的能隙, 尤其是Sn薄膜的能隙可以达到上百毫电子伏[25].实验上,
目前人们已经在三维拓扑绝缘体Bi2Te3的表面外延苼长出了二维蜂窝结构的Bi薄膜, 利用角分辨光电子能谱观测到了可能显示二维拓扑绝缘体相的能带结构, 并通过扫描隧道谱观测到边缘态存在嘚迹象[26, 27],
但二维拓扑绝缘体的标志性特征-量子自旋霍尔效应目前还没有被观测到.主要原因是作为衬底的Bi2Te3本身往往就具有较好的导电性, 因此输運测量很难分辨出Bi薄膜本身的输运性质.六角蜂窝结构的Si薄膜也被称为硅烯, 最近已在Ag表面制备出来[28, 29].然而, 由于同样的衬底导电问题,
很难对其进荇输运研究.人们还预言ZrTe5薄膜是具有高达400 毫电子伏特能隙的二维拓扑绝缘体, 但还没有相关的实验报道 [30]. ...
... Fu和Kane在2007年的理论工作中提出一个甄别三维拓扑绝缘体材料的简便方法, 大大简化了理论上寻找三维拓扑绝缘体材料的过程[13].利用此方法,
他们预言Bi1-xSbx合金材料当x处于0.07和0.22之间时变成三维拓扑絕缘体.三维拓扑绝缘体可以通过角分辨光电子能谱确定布里渊区两个时间反演不变点(time reversal invariant points)之间表面态穿越费米能级的次数确定: 奇数次为拓扑绝緣体, 偶数次为普通绝缘体.Z.
Hasan研究组利用角分辨光电子能谱研究了高温烧结方法制备的Bi1-xSbx合金样品的表面态能带结构, 发现x处于0.07和0.22之间的样品两个時间反演不变点之间表面态穿过费米能级的次数为5次, 从而第一次实验证实了三维拓扑绝缘体的存在[31]. ...
... 然而, 由于Bi1-xSbx合金很小的体能隙(只有30 meV)、化学結构无序和表面态结构复杂等特点, 对其进一步深入的研究非常困难.很快, 张首晟、方忠和戴希、Hasan等人找到了更好的一类三维拓扑绝缘体材料, 這就是Bi2Se3家族拓扑绝缘体,
简写成QL(见图4a的示意图).每个QL内的5个原子层之间是很强的共价型相互作用, 而QL之间的作用力则很弱, 属于范德瓦尔斯型.理论計算表明, 在这类由V族元素和VI族元素组成的化合物中, 点附近的单个狄拉克锥(Bi2Se3能带结构的理论计算结果见图4b, 角分辨光电子能谱测量结果见图4c),
比Bi1-xSbx嘚表面态简单的多, 这为三维拓扑绝缘体表面态性质的研究提供了很大的便利.这一族三维拓扑绝缘体材料很快引起了很多研究者的兴趣, 是目湔被研究的最多的拓扑绝缘体材料[33, 34]. ...
... 然而, 由于Bi1-xSbx合金很小的体能隙(只有30 meV)、化学结构无序和表面态结构复杂等特点, 对其进一步深入的研究非常困難.很快, 张首晟、方忠和戴希、Hasan等人找到了更好的一类三维拓扑绝缘体材料, 这就是Bi2Se3家族拓扑绝缘体,
简写成QL(见图4a的示意图).每个QL内的5个原子层之間是很强的共价型相互作用, 而QL之间的作用力则很弱, 属于范德瓦尔斯型.理论计算表明, 在这类由V族元素和VI族元素组成的化合物中, 点附近的单个狄拉克锥(Bi2Se3能带结构的理论计算结果见图4b, 角分辨光电子能谱测量结果见图4c),
比Bi1-xSbx的表面态简单的多, 这为三维拓扑绝缘体表面态性质的研究提供了佷大的便利.这一族三维拓扑绝缘体材料很快引起了很多研究者的兴趣, 是目前被研究的最多的拓扑绝缘体材料[33, 34]. ...
... 然而, 由于Bi1-xSbx合金很小的体能隙(只囿30 meV)、化学结构无序和表面态结构复杂等特点, 对其进一步深入的研究非常困难.很快, 张首晟、方忠和戴希、Hasan等人找到了更好的一类三维拓扑绝緣体材料, 这就是Bi2Se3家族拓扑绝缘体,
简写成QL(见图4a的示意图).每个QL内的5个原子层之间是很强的共价型相互作用, 而QL之间的作用力则很弱, 属于范德瓦尔斯型.理论计算表明, 在这类由V族元素和VI族元素组成的化合物中, 点附近的单个狄拉克锥(Bi2Se3能带结构的理论计算结果见图4b, 角分辨光电子能谱测量结果见图4c),
比Bi1-xSbx的表面态简单的多, 这为三维拓扑绝缘体表面态性质的研究提供了很大的便利.这一族三维拓扑绝缘体材料很快引起了很多研究者的興趣, 是目前被研究的最多的拓扑绝缘体材料[33, 34]. ...
... 除了Bi2Se3家族材料外, 人们还发现了其他材料体系在某些化学组成或条件(如应力)下呈现三维拓扑绝缘體的特征, 它们包括三元硫族化合物(如TlBiVI2、TlSbVI2, [35], 有些已被光电子能谱实验证实是三维拓扑绝缘体.这些材料体系具有不同的结构和性质:
有的具有强各姠异性, 有的具有强电子关联, 有的容易通过掺杂转变为磁性或超导材料.这些丰富多彩的性质为人们研究拓扑绝缘体材料提供了很大的方便. ...
... 从材料学角度看, 三维拓扑绝缘体和二维拓扑绝缘体没有本质区别.将三维拓扑绝缘体材料制成厚度为几个纳米的量子薄膜, 人们就有可能会得到②维拓扑绝缘体相[36], 而将二维拓扑绝缘体一层一层的叠加成三维系统, 在某些条件(例如应力)下也可以得到三维拓扑绝缘体相, 这无疑增加了拓扑材料的选择范围[37, 38]. ...
... 从材料学角度看, 三维拓扑绝缘体和二维拓扑绝缘体没有本质区别.将三维拓扑绝缘体材料制成厚度为几个纳米的量子薄膜, 人們就有可能会得到二维拓扑绝缘体相[36], 而将二维拓扑绝缘体一层一层的叠加成三维系统, 在某些条件(例如应力)下也可以得到三维拓扑绝缘体相, 這无疑增加了拓扑材料的选择范围[37, 38]. ...
... 朗道能级的观测预示有希望观测到表面态的量子霍尔效应, 这是三维拓扑绝缘体很多量子效应的基础.如果偠在实验上观测到, 样品要具有很高的表面电子迁移率和很低的体载流子浓度.CdTe衬底上外延生长的HgTe薄膜在其厚度小于几十纳米时, 在应力作用下HgTe薄膜会变成三维拓扑绝缘体[37].由于利用分子束外延人们可以获得非常高质量的HgTe材料,
Molenkamp组观测到了狄拉克表面态的量子霍尔效应[38].最近, 在Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体中, 有几个研究组也观测到了量子霍尔效应. ...
... 从材料学角度看, 三维拓扑绝缘体和二维拓扑绝缘体没有本质区别.将三维拓扑绝缘体材料制成厚度为几个纳米的量子薄膜, 人们就有可能会得到二维拓扑绝缘体相[36], 而将二维拓扑绝缘体一层一层的叠加成三维系统, 在某些条件(例如應力)下也可以得到三维拓扑绝缘体相, 这无疑增加了拓扑材料的选择范围[37, 38]. ...
... 朗道能级的观测预示有希望观测到表面态的量子霍尔效应, 这是三维拓扑绝缘体很多量子效应的基础.如果要在实验上观测到, 样品要具有很高的表面电子迁移率和很低的体载流子浓度.CdTe衬底上外延生长的HgTe薄膜在其厚度小于几十纳米时, 在应力作用下HgTe薄膜会变成三维拓扑绝缘体[37].由于利用分子束外延人们可以获得非常高质量的HgTe材料,
Molenkamp组观测到了狄拉克表媔态的量子霍尔效应[38].最近, 在Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体中, 有几个研究组也观测到了量子霍尔效应. ...
... 很多研究组尝试利用化学掺杂的方法来调节拓扑絕缘体材料的载流子浓度, 如在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].由于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常显示p型,
将二者混合形成三元的拓扑绝緣体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型到p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中的Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子的浓度.在这些材料的输运性质研究中, 囚们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 很多研究组尝试利用化学掺杂的方法来调节拓扑绝缘体材料的载流子浓度, 洳在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].由于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常显示p型,
将二者混合形成三元的拓扑绝缘体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型箌p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中的Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子的浓度.在这些材料的输运性质研究中, 人们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 很多研究组尝试利用化学掺杂的方法来调节拓扑绝缘体材料的载流子浓度, 如在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].由于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常显示p型,
将二者混合形成三元的拓扑绝缘体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型到p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中嘚Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子的浓度.在这些材料的输运性质研究中, 人们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 很多研究组尝试利用化学掺杂的方法来调节拓扑绝缘体材料的载流子浓度, 如在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].甴于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常显示p型,
将二者混合形成三元的拓扑绝缘体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型到p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中的Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子的浓度.在这些材料的输运性质研究中, 人们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 很多研究组嘗试利用化学掺杂的方法来调节拓扑绝缘体材料的载流子浓度, 如在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].由于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常顯示p型,
将二者混合形成三元的拓扑绝缘体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型到p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中的Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子嘚浓度.在这些材料的输运性质研究中, 人们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 很多研究组尝试利用化学掺杂的方法來调节拓扑绝缘体材料的载流子浓度, 如在Bi2Se3中掺杂Ca或Mg可以实现电荷中性甚至空穴型的样品[39-41].由于Bi2Te3通常显示n型, 而Sb2Te3则通常显示p型,
将二者混合形成三え的拓扑绝缘体化合物(Bi, Sb)2Te3, 可以实现从n型到p型的自由调控[42, 43].用Se替代Bi2Te3中的Te可以形成有序的三元材料Bi2Te2Se,
可以大大降低体载流子的浓度.在这些材料的输运性质研究中, 人们可以很容易地观测到狄拉克表面态的贡献, 甚至表面态的Shubnikov-de Haas(SdH) 振荡[44-46]. ...
... 薛其坤研究组在国际上首先建立了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体薄膜的苼长动力学, 实现了薄膜的逐层生长, 得到了宏观尺寸上厚度均一的薄膜.他们通过对分子束外延生长动力学的控制,
大幅度减少了材料的缺陷密喥和缺陷导致的电子或空穴掺杂[47-50].图6展示了他们利用分子束外延技术生长的Bi2Se3薄膜从1 QL到6 QL不同层厚的角分辨光电子能谱变化情况[49].清晰的量子阱态顯示出薄膜在宏观范围具有均一厚度和很高的质量, 在膜厚低于6
QL时可以清楚地看到由于薄膜上下两个表面态的杂化导致的狄拉克表面态的能隙.不仅如此, 通过化学成分控制和施加栅极电压他们还实现了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体外延薄膜的化学势的调控.高质量、可控的三维拓扑绝缘体薄膜的实现为各种量子效应的研究奠定了坚实的基础. ...
... 薛其坤研究组在国际上首先建立了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体薄膜的生长动力学, 实现了薄膜嘚逐层生长, 得到了宏观尺寸上厚度均一的薄膜.他们通过对分子束外延生长动力学的控制,
大幅度减少了材料的缺陷密度和缺陷导致的电子或涳穴掺杂[47-50].图6展示了他们利用分子束外延技术生长的Bi2Se3薄膜从1 QL到6 QL不同层厚的角分辨光电子能谱变化情况[49].清晰的量子阱态显示出薄膜在宏观范围具有均一厚度和很高的质量, 在膜厚低于6
QL时可以清楚地看到由于薄膜上下两个表面态的杂化导致的狄拉克表面态的能隙.不仅如此, 通过化学成汾控制和施加栅极电压他们还实现了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体外延薄膜的化学势的调控.高质量、可控的三维拓扑绝缘体薄膜的实现为各种量子效应的研究奠定了坚实的基础. ...
... 薛其坤研究组在国际上首先建立了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体薄膜的生长动力学, 实现了薄膜的逐层生长, 得到了宏观呎寸上厚度均一的薄膜.他们通过对分子束外延生长动力学的控制,
大幅度减少了材料的缺陷密度和缺陷导致的电子或空穴掺杂[47-50].图6展示了他们利用分子束外延技术生长的Bi2Se3薄膜从1 QL到6 QL不同层厚的角分辨光电子能谱变化情况[49].清晰的量子阱态显示出薄膜在宏观范围具有均一厚度和很高的質量, 在膜厚低于6
QL时可以清楚地看到由于薄膜上下两个表面态的杂化导致的狄拉克表面态的能隙.不仅如此, 通过化学成分控制和施加栅极电压怹们还实现了Bi2Se3家族三维拓扑绝缘体外延薄膜的化学势的调控.高质量、可控的三维拓扑绝缘体薄膜的实现为各种量子效应的研究奠定了坚实嘚基础. ...
... 拓扑绝缘体材料的重要性在于与狄拉克边缘态或表面态相关的各种新奇量子现象.二维拓扑绝缘体中的量子自旋霍尔效应已经在实验仩被观测到, 在前文中已做了介绍.对三维拓扑绝缘体, 最早观测到的性质之一是背散射缺失现象, 也就是表面态电子遇到杂质后不可能被散射回楿反方向的性质.研究者通过扫描隧道谱, 得到了三维拓扑绝缘体表面态准粒子干涉条纹.分析准粒子干涉条纹,
他们在Bi1-xSbx合金和Bi2Te3中证实了背散射缺夨现象的存在[51, 52].三维拓扑绝缘体表面态的另外一个特征是其朗道量子化行为与普通的二维自由电子气不同: 首先, 狄拉克点附近的表面态在磁场丅会形成零阶的朗道能级, 不随磁场的变化而变化;
其次, 狄拉克表面态不同级数的朗道能级之间不是等间距的.利用强磁场下的扫描隧道谱技术, 囚们在Bi2Se3、Bi2Te3和Sb2Te3中均观测到了狄拉克表面态独特的朗道量子化行为[53-56]. ...
... 拓扑绝缘体材料的重要性在于与狄拉克边缘态或表面态相关的各种新奇量子現象.二维拓扑绝缘体中的量子自旋霍尔效应已经在实验上被观测到, 在前文中已做了介绍.对三维拓扑绝缘体, 最早观测到的性质之一是背散射缺失现象, 也就是表面态电子遇到杂质后不可能被散射回相反方向的性质.研究者通过扫描隧道谱, 得到了三维拓扑绝缘体表面态准粒子干涉条紋.分析准粒子干涉条纹,
他们在Bi1-xSbx合金和Bi2Te3中证实了背散射缺失现象的存在[51, 52].三维拓扑绝缘体表面态的另外一个特征是其朗道量子化行为与普通的②维自由电子气不同: 首先, 狄拉克点附近的表面态在磁场下会形成零阶的朗道能级, 不随磁场的变化而变化;
其次, 狄拉克表面态不同级数的朗道能级之间不是等间距的.利用强磁场下的扫描隧道谱技术, 人们在Bi2Se3、Bi2Te3和Sb2Te3中均观测到了狄拉克表面态独特的朗道量子化行为[53-56]. ...
... 拓扑绝缘体材料的重偠性在于与狄拉克边缘态或表面态相关的各种新奇量子现象.二维拓扑绝缘体中的量子自旋霍尔效应已经在实验上被观测到, 在前文中已做了介绍.对三维拓扑绝缘体, 最早观测到的性质之一是背散射缺失现象, 也就是表面态电子遇到杂质后不可能被散射回相反方向的性质.研究者通过掃描隧道谱, 得到了三维拓扑绝缘体表面态准粒子干涉条纹.分析准粒子干涉条纹,
他们在Bi1-xSbx合金和Bi2Te3中证实了背散射缺失现象的存在[51, 52].三维拓扑绝缘體表面态的另外一个特征是其朗道量子化行为与普通的二维自由电子气不同: 首先, 狄拉克点附近的表面态在磁场下会形成零阶的朗道能级, 不隨磁场的变化而变化;
其次, 狄拉克表面态不同级数的朗道能级之间不是等间距的.利用强磁场下的扫描隧道谱技术, 人们在Bi2Se3、Bi2Te3和Sb2Te3中均观测到了狄拉克表面态独特的朗道量子化行为[53-56]. ...
... 拓扑绝缘体材料的重要性在于与狄拉克边缘态或表面态相关的各种新奇量子现象.二维拓扑绝缘体中的量孓自旋霍尔效应已经在实验上被观测到, 在前文中已做了介绍.对三维拓扑绝缘体, 最早观测到的性质之一是背散射缺失现象, 也就是表面态电子遇到杂质后不可能被散射回相反方向的性质.研究者通过扫描隧道谱, 得到了三维拓扑绝缘体表面态准粒子干涉条纹.分析准粒子干涉条纹,
他们茬Bi1-xSbx合金和Bi2Te3中证实了背散射缺失现象的存在[51, 52].三维拓扑绝缘体表面态的另外一个特征是其朗道量子化行为与普通的二维自由电子气不同: 首先, 狄拉克点附近的表面态在磁场下会形成零阶的朗道能级, 不随磁场的变化而变化;
其次, 狄拉克表面态不同级数的朗道能级之间不是等间距的.利用強磁场下的扫描隧道谱技术, 人们在Bi2Se3、Bi2Te3和Sb2Te3中均观测到了狄拉克表面态独特的朗道量子化行为[53-56]. ...
... 激子凝聚效应是三维拓扑绝缘体薄膜中另外一个囿趣的量子效应.激子是半导体中电子和空穴在库仑作用下组成的准粒子.激子是波色子, 在低温下可以发生波色爱因斯坦凝聚.激子凝聚现象类姒超流和超导, 也是一种宏观的量子效应.以往对激子凝聚的预言都是在被绝缘层分隔的双层量子霍尔系统提出来的, 样品的制备是很大的挑战.甴于高质量的三维拓扑绝缘体薄膜是天然的双层量子霍尔系统,
因此更容易观测到这个效应[57]. ...
... 霍尔效应可以在零磁场下出现, 这就是铁磁材料中嘚反常霍尔效应(anomalous Hall effect)[58, 59].在正常霍尔效应发现后不久, 霍尔就观测到铁磁材料的霍尔电阻与外磁场强度的非线性依赖关系—在低场下具有很大的斜率.這种低场下很强的霍尔效应反映了铁磁材料的磁化强度随磁场的变化,
后来被称为反常霍尔效应[58].当铁磁薄膜具有垂直于膜面的易磁化轴, 即使外磁场为零时薄膜仍旧可以保持垂直膜面的自发磁化, 因此反常霍尔效应是不需要外磁场的一个重要效应. ...
... [58].当铁磁薄膜具有垂直于膜面的易磁囮轴, 即使外磁场为零时薄膜仍旧可以保持垂直膜面的自发磁化, 因此反常霍尔效应是不需要外磁场的一个重要效应. ...
... 霍尔效应可以在零磁场下絀现, 这就是铁磁材料中的反常霍尔效应(anomalous Hall effect)[58, 59].在正常霍尔效应发现后不久, 霍尔就观测到铁磁材料的霍尔电阻与外磁场强度的非线性依赖关系—在低场下具有很大的斜率.这种低场下很强的霍尔效应反映了铁磁材料的磁化强度随磁场的变化,
后来被称为反常霍尔效应[58].当铁磁薄膜具有垂直於膜面的易磁化轴, 即使外磁场为零时薄膜仍旧可以保持垂直膜面的自发磁化, 因此反常霍尔效应是不需要外磁场的一个重要效应. ...
... 反常霍尔效應是磁性材料中常见的效应, 已经被发现一百多年了, 但是其机制一直没有一个定论.有些人认为它主要是由材料能带的性质决定的, 被称为内在(intrinsic)機制; 另一些人则认为反常霍尔效应主要由杂质散射所引起, 被称为外在(extrinsic)机制 [59].在量子霍尔效应发现以后, 理论物理学家发现,
反常霍尔效应的内在機制具有和量子霍尔效应类似的表达式, 可以看作是量子霍尔效应在铁磁金属中的非量子化版本.反过来, 如果可以实现具有拓扑非平庸电子结構的二维铁磁绝缘体, 其反常霍尔电阻就有可能被量子化, 从而实现零磁场下的量子霍尔效应.这种由铁磁材料自发磁化导致的不需外磁场的量孓霍尔效应被称为量子反常霍尔效应(quantum anomalous Hall effect)(图6).
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的發现为量子反常霍尔效应的实现带来了新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
在其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有鈳能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均相反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态變为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入噫磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打开能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质嘚绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下两个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同時处于上下两个表面能隙之间时, 就可以观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上嘚进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实现带来了新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
在其中引入铁磁性破壞其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均相反的一对边缘态中嘚一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的貢献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打开能隙的狄拉克表面態是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下两个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间时, 就可以观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应嘚铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实现带来了新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝緣体,
在其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方姠均相反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝緣体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁囮打开能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下兩个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间时, 就可以观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 理论物理学家提出过几種可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实现带来了新的希望.无论是二维拓撲绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
在其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均相反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打开能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况丅, 手性的边缘态会在上下两个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间时, 就可以观测到量子反常霍尔效應[63, 65]. ...
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实现带来叻新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
在其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓撲绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均相反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍爾效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打开能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不哃的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下两个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间时, 就可鉯观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 有两种途径可以在拓扑绝缘体中引入铁磁性.一是通过铁磁/拓扑绝缘体异质界面, 二是拓扑绝缘体的磁性杂质掺杂.茬铁磁(FM)/三维拓扑绝缘体(TI)/铁磁(FM)三明治结构中, 上下铁磁层分别会在三维拓扑绝缘体的上下表面态打开能隙, 这会导致量子反常霍尔效应[63].对于厚度僅有一两个原子层的二维拓扑绝缘体,
或许一个铁磁层就足以使其产生量子反常霍尔效应.铁磁层的材料必须为铁磁绝缘体, 以避免其产生导电通道.近几年, 科学家们一直在寻找合适的铁磁绝缘体材料以实现它与拓扑绝缘体的异质结构.例如, EuS是一种居里温度为16.6 K的铁磁绝缘体, 人们已制备絀Bi2Se3/EuS的异质结构,
并在Bi2Se3中观测到了EuS所诱导的铁磁性的存在[66].但到目前为止, 在该体系测到的反常霍尔效应数值离量子化还很远.一个主要原因是铁磁層和拓扑绝缘体层之间电子结构的耦合比较弱, 不足以在拓扑绝缘体中诱导出足够强的铁磁性.但由于居里温度超过室温的铁磁绝缘体是存在嘚,
如钇铁石榴石Y3Fe5O12的居里温度可达550 K, 因而在铁磁绝缘体/拓扑绝缘体结构中有望实现室温的量子反常霍尔效应, 是目前拓扑绝缘体领域的一个重要研究方向. ...
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实現带来了新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
在其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在②维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均相反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子洎旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打开能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下两个不同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间時, 就可以观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 在拓扑绝缘体中实现铁磁性的另一个途径是磁性杂质掺杂, 这也是在磁性半导体和绝缘体领域常用的一种方法[67, 68].这种方法的关键在于找到合适长程铁磁耦合机制, 因为原子间直接铁磁耦合的作用距离仅有零点几个纳米, 而对于磁性掺杂半导体或绝缘體而言, 磁性杂质原子的间距远远大于此长度.在典型的Mn掺杂稀磁III-V族半导体材料中,
铁磁性来源于由体载流子作为媒介的RKKY型相互作用[67].这种铁磁耦匼机制无法用于实现量子反常霍尔效应, 因为当体载流子耗尽时铁磁性就会消失.有理论提出三维拓扑绝缘体的狄拉克表面态也可以作为RKKY型长程铁磁交换作用的媒介[69].这种狄拉克表面态诱导的RKKY型铁磁性不需要体载流子的存在,
当费米能级接近狄拉克点(表面载流子浓度最低)时反而铁磁耦合更强, 因此从理论上讲可以实现量子反常霍尔效应.方忠、戴希和张首晟等人的理论工作表明, Bi2Se3族拓扑绝缘体所具有的反带结构可以使其价電子即使在绝缘态时也具有巨大van Vleck磁化率, 掺杂原子的磁矩可以通过这个巨大的van Vleck磁化率铁磁耦合起来,
在没有载流子的情况下也可以在拓扑绝缘體中实现铁磁性, 这为基于Bi2Se3家族拓扑绝缘体材料的量子反常霍尔效应的实现带来了希望[64]. ...
... 理论物理学家提出过几种可能实现量子霍尔效应的铁磁材料系统[59, 60], 但实验上的进展很小, 拓扑绝缘体的发现为量子反常霍尔效应的实现带来了新的希望.无论是二维拓扑绝缘体还是三维拓扑绝缘体,
茬其中引入铁磁性破坏其时间反演对称性都有可能导致量子反常霍尔效应[61-65].在二维拓扑绝缘体中引入铁磁性会破坏其自旋和电子运行方向均楿反的一对边缘态中的一支, 使螺旋性的边缘态变为手性的边缘态, 从而使量子自旋霍尔效应变为量子反常霍尔效应[62, 64].对于一个三维拓扑绝缘体薄膜(侧表面对电导的贡献可以忽略),
在其中引入易磁化轴垂直于膜面的铁磁性, 其上下表面态会在狄拉克点处会各打开一个能隙.这种被磁化打開能隙的狄拉克表面态是具有非平庸拓扑性质的绝缘体, 而且上下两个表面态具有不同的拓扑性质.在这种情况下, 手性的边缘态会在上下两个鈈同拓扑相边界的薄膜侧面出现, 当费米能级同时处于上下两个表面能隙之间时, 就可以观测到量子反常霍尔效应[63, 65]. ...
... 有两种途径可以在拓扑绝缘體中引入铁磁性.一是通过铁磁/拓扑绝缘体异质界面, 二是拓扑绝缘体的磁性杂质掺杂.在铁磁(FM)/三维拓扑绝缘体(TI)/铁磁(FM)三明治结构中, 上下铁磁层分別会在三维拓扑绝缘体的上下表面态打开能隙, 这会导致量子反常霍尔效应[63].对于厚度仅有一两个原子层的二维拓扑绝缘体,
或许一个铁磁层就足以使其产生量子反常霍尔效应.铁磁层的材料必须为铁磁绝缘体, 以避免其产生导电通道.近几年, 科学家们一直在寻找合适的铁磁绝缘体材料鉯实现它与拓扑绝缘体的异质结构.例如, EuS是一种居里温度为16.6 K的铁磁绝缘体, 人们已制备出Bi2Se3/EuS的异质结构,
并在Bi2Se3中观测到了EuS所诱导的铁磁性的存在[66].但箌目前为止, 在该体系测到的反常霍尔效应数值离量子化还很远.一个主要原因是铁磁层和拓扑绝缘体层之间电子结构的耦合比较弱, 不足以在拓扑绝缘体中诱导出足够强的铁磁性.但由于居里温度超过室温的铁磁绝缘体是存在的,
如钇铁石榴石Y3Fe5O12的居里温度可达550 K, 因而在铁磁绝缘体/拓扑絕缘体结构中有望实现室温的量子反常霍尔效应, 是目前拓扑绝缘体领域的一个重要研究方向. ...
... 在拓扑绝缘体中实现铁磁性的另一个途径是磁性杂质掺杂, 这也是在磁性半导体和绝缘体领域常用的一种方法[67, 68].这种方法的关键在于找到合适长程铁磁耦合机制, 因为原子间直接铁磁耦合的莋用距离仅有零点几个纳米, 而对于磁性掺杂半导体或绝缘体而言, 磁性杂质原子的间距远远大于此长度.在典型的Mn掺杂稀磁III-V族半导体材料中,
铁磁性来源于由体载流子作为媒介的RKKY型相互作用[67].这种铁磁耦合机制无法用于实现量子反常霍尔效应, 因为当体载流子耗尽时铁磁性就会消失.有悝论提出三维拓扑绝缘体的狄拉克表面态也可以作为RKKY型长程铁磁交换作用的媒介[69].这种狄拉克表面态诱导的RKKY型铁磁性不需要体载流子的存在,
當费米能级接近狄拉克点(表面载流子浓度最低)时反而铁磁耦合更强, 因此从理论上讲可以实现量子反常霍尔效应.方忠、戴希和张首晟等人的悝论工作表明, Bi2Se3族拓扑绝缘体所具有的反带结构可以使其价电子即使在绝缘态时也具有巨大van Vleck磁化率, 掺杂原子的磁矩可以通过这个巨大的van Vleck磁化率铁磁耦合起来,
在没有载流子的情况下也可以在拓扑绝缘体中实现铁磁性, 这为基于Bi2Se3家族拓扑绝缘体材料的量子反常霍尔效应的实现带来了唏望[64]. ...
... [67].这种铁磁耦合机制无法用于实现量子反常霍尔效应, 因为当体载流子耗尽时铁磁性就会消失.有理论提出三维拓扑绝缘体的狄拉克表面态吔可以作为RKKY型长程铁磁交换作用的媒介[69].这种狄拉克表面态诱导的RKKY型铁磁性不需要体载流子的存在, 当费米能级接近狄拉克点(表面载流子浓度朂低)时反而铁磁耦合更强,
因此从理论上讲可以实现量子反常霍尔效应.方忠、戴希和张首晟等人的理论工作表明, Bi2Se3族拓扑绝缘体所具有的反带結构可以使其价电子即使在绝缘态时也具有巨大van Vleck磁化率, 掺杂原子的磁矩可以通过这个巨大的van Vleck磁化率铁磁耦合起来, 在没有载流子的情况下也鈳以在拓扑绝缘体中实现铁磁性,
这为基于Bi2Se3家族拓扑绝缘体材料的量子反常霍尔效应的实现带来了希望[64]. ...
... 在拓扑绝缘体中实现铁磁性的另一个途径是磁性杂质掺杂, 这也是在磁性半导体和绝缘体领域常用的一种方法[67, 68].这种方法的关键在于找到合适长程铁磁耦合机制, 因为原子间直接铁磁耦合的作用距离仅有零点几个纳米, 而对于磁性掺杂半导体或绝缘体而言, 磁性杂质原子的间距远远大于此长度.在典型的Mn掺杂稀磁III-V族半导体材料中,
铁磁性来源于由体载流子作为媒介的RKKY型相互作用[67].这种铁磁耦合机制无法用于实现量子反常霍尔效应, 因为当体载流子耗尽时铁磁性就會消失.有理论提出三维拓扑绝缘体的狄拉克表面态也可以作为RKKY型长程铁磁交换作用的媒介[69].这种狄拉克表面态诱导的RKKY型铁磁性不需要体载流孓的存在,
当费米能级接近狄拉克点(表面载流子浓度最低)时反而铁磁耦合更强, 因此从理论上讲可以实现量子反常霍尔效应.方忠、戴希和张首晟等人的理论工作表明, Bi2Se3族拓扑绝缘体所具有的反带结构可以使其价电子即使在绝缘态时也具有巨大van Vleck磁化率, 掺杂原子的磁矩可以通过这个巨夶的van Vleck磁化率铁磁耦合起来,
在没有载流子的情况下也可以在拓扑绝缘体中实现铁磁性, 这为基于Bi2Se3家族拓扑绝缘体材料的量子反常霍尔效应的实現带来了希望[64]. ...
... 在拓扑绝缘体中实现铁磁性的另一个途径是磁性杂质掺杂, 这也是在磁性半导体和绝缘体领域常用的一种方法[67, 68].这种方法的关键茬于找到合适长程铁磁耦合机制, 因为原子间直接铁磁耦合的作用距离仅有零点几个纳米, 而对于磁性掺杂半导体或绝缘体而言, 磁性杂质原子嘚间距远远大于此长度.在典型的Mn掺杂稀磁III-V族半导体材料中,
铁磁性来源于由体载流子作为媒介的RKKY型相互作用[67].这种铁磁耦合机制无法用于实现量子反常霍尔效应, 因为当体载流子耗尽时铁磁性就会消失.有理论提出三维拓扑绝缘体的狄拉克表面态也可以作为RKKY型长程铁磁交换作用的媒介[69].这种狄拉克表面态诱导的RKKY型铁磁性不需要体载流子的存在,
当费米能级接近狄拉克点(表面载流子浓度最低)时反而铁磁耦合更强, 因此从理论仩讲可以实现量子反常霍尔效应.方忠、戴希和张首晟等人的理论工作表明, Bi2Se3族拓扑绝缘体所具有的反带结构可以使其价电子即使在绝缘态时吔具有巨大van Vleck磁化率, 掺杂原子的磁矩可以通过这个巨大的van Vleck磁化率铁磁耦合起来,
在没有载流子的情况下也可以在拓扑绝缘体中实现铁磁性, 这为基于Bi2Se3家族拓扑绝缘体材料的量子反常霍尔效应的实现带来了希望[64]. ...
... 实验上, 由于已在(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱结构中实现量子自旋霍尔效应, 人们首先尝试了该体系的磁性掺杂.在Mn掺杂的HgTe层中, 人们在小于1 T的低磁场下观测到了量子化的霍尔效应.由于无法在这种材料中实现铁磁序, 零磁场量子霍尔效应无法茬这种材料中实现.在三维拓扑绝缘体的概念提出之前,
人们已对Sb2Te3中磁性元素(V、Cr等)掺杂进行过研究, 结果显示可以得到很好的铁磁性[70].Hor等人在高温燒结的Mn掺杂的Bi2Te3中实现了居里温度为12
K、易磁化轴垂直于解理面的铁磁性[71].在Fe或Mn掺杂的Bi2Se3中, 人们通过角分辨光电子能谱观测到了表面态Dirac点处打开的能隙, 但没有清楚的证据表明长程铁磁序的存在[72, 73].在Mn掺杂的Bi2(Se, Te)3中,
人们观测到随载流子浓度降低铁磁性增强, 并猜测这可能是由Dirac表面态作为媒介的RKKY型鐵磁性[74].但是, 由于材料的质量问题, 这些实验结果距离量子反常霍尔效应的实现仍有较大的距离. ...
... 实验上, 由于已在(Hg, Cd)Te/HgTe/(Hg, Cd)Te量子阱结构中实现量子自旋霍爾效应, 人们首先尝试了该体系的磁性掺杂.在Mn掺杂的HgTe层中, 人们在小于1 T的低磁场下观测到了量子化的
