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单层二维量子自旋霍尔绝缘体1T'-WTe2研究进展

贾亮广 刘猛 陈瑶瑶 张钰 王业亮

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单层二维量子自旋霍尔绝缘体1T'-WTe2研究进展

贾亮广, 刘猛, 陈瑶瑶, 张钰, 王业亮

Research progress of two-dimensional quantum spin Hall insulator in monolayer 1T'-WTe2

Jia Liang-Guang, Liu Meng, Chen Yao-Yao, Zhang Yu, Wang Ye-Liang
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  • 量子自旋霍尔效应通常存在于二维拓扑绝缘体中, 其具有受拓扑保护的无耗散螺旋边界态. 2014年, 理论预言单层1T' 相过渡金属硫族化合物是一类新型的二维量子自旋霍尔绝缘体. 其中, 以单层1T'-WTe2为代表的材料体系具有原子结构稳定、体带隙显著、拓扑性质易于调控等许多独特的优势, 对低功耗自旋电子器件的发展具有重要的意义. 本文总结了单层1T'-WTe2在实验上的最新进展, 包括基于分子束外延生长的材料制备, 螺旋边界态的探测及其对磁场的响应, 掺杂、应力等手段在单层1T'-WTe2中诱导出的新奇量子物态等. 也对单层1T'-WTe2未来可能的应用前景进行了展望.
    Quantum spin Hall effect, usually existing in two-dimensional (2D) topological insulators, has topologically protected helical edge states. In the year 2014, there was raised a theoretical prediction that monolayer transition metal dichalcogenides (TMDs) with 1T' phase are expected to be a new class of 2D quantum spin Hall insulators. The monolayer 1T'-WTe2 has attracted much attention, because it has various excellent characteristics such as stable atomic structures, an obvious bandgap opening in the bulk of monolayer 1T'-WTe2, and tunable topological properties, which paves the way for realizing a new generation of spintronic devices. In this review, we mainly summarize the recent experimental progress of the 2D quantum spin Hall insulators in monolayer 1T'-WTe2, including the sample preparation via a molecular beam epitaxy technique, the detection of helical edge states and their response on external magnetic fields, as well as the modulation of more rich and novel quantum states under electron doping or strain. Finally, we also prospect the future applications based on monolayer 1T'-WTe2.
      通信作者: 张钰, yzhang@bit.edu.cn ; 王业亮, yeliang.wang@bit.edu.cn
    • 基金项目: 国家自然科学基金(批准号: 92163206, 61725107)、国家重点研发计划(批准号: 2020YFA0308800, 2021YFA1400100)、北京市自然科学基金(批准号: Z190006)和中国博士后科学基金(批准号: 2021M700407)资助的课题.
      Corresponding author: Zhang Yu, yzhang@bit.edu.cn ; Wang Ye-Liang, yeliang.wang@bit.edu.cn
    • Funds: Project supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant Nos. 92163206, 61725107), the National Key Research and Development Program of China (Grant Nos. 2020YFA0308800, 2021YFA1400100), the Natural Science Foundation of Beijing, China (Grant No. Z190006), and the China Postdoctoral Science Foundation (Grant No. 2021M700407).
    [1]

    Kane C L, Mele E J 2005 Phys. Rev. Lett. 95 226801Google Scholar

    [2]

    Kane C L, Mele E J 2005 Phys. Rev. Lett. 95 146802Google Scholar

    [3]

    Bernevig B A, Zhang S C 2006 Phys. Rev. Lett. 96 106802Google Scholar

    [4]

    Hasan M Z, Kane C L 2010 Rev. Mod. Phys. 82 3045Google Scholar

    [5]

    Oh S 2013 Science 340 153Google Scholar

    [6]

    Cao C, Chen J H 2019 Adv. Quantum Technol. 2 1900026Google Scholar

    [7]

    Bernevig B A, Hughes T L, Zhang S C 2006 Science 314 1757Google Scholar

    [8]

    König M, Wiedmann S, Brüne C, Roth A, Buhmann H, Molenkamp L W, Qi X L, Zhang S C 2007 Science 318 766Google Scholar

    [9]

    Liu C, Hughes T L, Qi X, Wang K, Zhang S 2008 Phys. Rev. Lett. 100 236601Google Scholar

    [10]

    Knez I, Du R R, Sullivan G 2011 Phys. Rev. Lett. 107 136603Google Scholar

    [11]

    Li T, Wang P, Fu H, Du L, Schreiber K A, Mu X, Liu X, Sullivan G, Csáthy G A, Lin X, Du R R 2015 Phys. Rev. Lett. 115 136804Google Scholar

    [12]

    Du L, Knez I, Sullivan G, Du R R 2015 Phys. Rev. Lett. 114 096802Google Scholar

    [13]

    Du L, Li T, Lou W, Wu X, Liu X, Han Z, Zhang C, Sullivan G, Ikhlassi A, Chang K, Du R R 2017 Phys. Rev. Lett. 119 056803Google Scholar

    [14]

    Li T, Wang P, Sullivan G, Lin X, Du R R 2017 Phys. Rev. B 96 241406(RGoogle Scholar

    [15]

    Qian X, Liu J, Fu L, Li J 2014 Science 346 1344Google Scholar

    [16]

    Lü R, Robinson J A, Schaak R E, Sun D, Sun Y, Mallouk T E, Terrones M 2015 Acc. Chem. Res. 48 56Google Scholar

    [17]

    Zheng F, Cai C, Ge S, Zhang X, Liu X, Lu H, Zhang Y, Qiu J, Taniguchi T, Watanabe K, Jia S, Qi J, Chen J H, Sun D, Feng J 2016 Adv. Mater. 28 4845Google Scholar

    [18]

    Xu S Y, Ma Q, Shen H, Fatemi V, Wu S, Chang T R, Chang G, Valdivia A M M, Chan C K, Gibson Q D, Zhou J, Liu Z, Watanabe K, Taniguchi T, Lin H, Cava R J, Fu L, Gedik N, Jarillo-Herrero P 2018 Nat. Phys. 14 900Google Scholar

    [19]

    Xiang H, Xu B, Liu J, Xia Y, Lu H, Yin J, Liu Z 2016 AIP Adv. 6 095005Google Scholar

    [20]

    Hsu Y T, Cole W S, Zhang R X, Sau J D 2020 Phys. Rev. Lett. 125 97001Google Scholar

    [21]

    Yang W, Mo C J, Fu S Bin, Yang Y, Zheng F W, Wang X H, Liu Y A, Hao N, Zhang P 2020 Phys. Rev. Lett. 125 237006Google Scholar

    [22]

    Lüpke F, Waters D, de la Barrera S C, Widom M, Mandrus D G, Yan J, Feenstra R M, Hunt B M 2020 Nat. Phys. 16 526Google Scholar

    [23]

    Lee J H, Son Y W 2021 Phys. Chem. Chem. Phys. 23 17279Google Scholar

    [24]

    Xu Z, Luo B, Chen M, Xie W, Hu Y, Xiao X 2021 Appl. Surf. Sci. 548 148751Google Scholar

    [25]

    Niu K, Weng M, Li S, Guo Z, Wang G, Han M, Pan F, Lin J 2021 Adv. Sci. 8 2101563Google Scholar

    [26]

    Lai S, Liu H, Zhang Z, Zhao J, Feng X, Wang N, Tang C, Liu Y, Novoselov K S, Yang S A, Gao W B 2021 Nat. Nanotechnol. 16 869Google Scholar

    [27]

    Tang S, Zhang C, Wong D, Pedramrazi Z, Tsai H Z, Jia C, Moritz B, Claassen M, Ryu H, Kahn S, Jiang J, Yan H, Hashimoto M, Lu D, Moore R G, Hwang C C, Hwang C, Hussain Z, Chen Y, Ugeda M M, Liu Z, Xie X, Devereaux T P, Crommie M F, Mo S K, Shen Z X 2017 Nat. Phys. 13 683Google Scholar

    [28]

    Fei Z, Palomaki T, Wu S, Zhao W, Cai X, Sun B, Nguyen P, Finney J, Xu X, Cobden D H 2017 Nat. Phys. 13 677Google Scholar

    [29]

    Peng L, Yuan Y, Li G, Yang X, Xian J J, Yi C J, Shi Y G, Fu Y S 2017 Nat. Commun. 8 659Google Scholar

    [30]

    Jia Z Y, Song Y H, Li X B, Ran K, Lu P, Zheng H J, Zhu X Y, Shi Z Q, Sun J, Wen J, Xing D, Li S C 2017 Phys. Rev. B 96 041108Google Scholar

    [31]

    Wu S, Fatemi V, Gibson Q D, Watanabe K, Taniguchi T, Cava R J, Jarillo-Herrero P 2018 Science 359 76Google Scholar

    [32]

    Shi Y, Kahn J, Niu B, Fei Z, Sun B, Cai X, Francisco B A, Wu D, Shen Z X, Xu X, Cobden D H, Cui Y T 2019 Sci. Adv. 5 eaat8799Google Scholar

    [33]

    Garcia J H, Vila M, Hsu C H, Waintal X, Pereira V M, Roche S 2020 Phys. Rev. Lett. 125 256603Google Scholar

    [34]

    Zhao W, Runburg E, Fei Z, Mutch J, Malinowski P, Sun B, Huang X, Pesin D, Cui Y T, Xu X, Chu J H, Cobden D H 2021 Phys. Rev. X 11 041034Google Scholar

    [35]

    Lodge M S, Yang S A, Mukherjee S, Weber B 2021 Adv. Mater. 33 2008029Google Scholar

    [36]

    Sajadi E, Palomaki T, Fei Z, Zhao W, Bement P, Olsen C, Luescher S, Xu X, Folk J A, Cobden D H 2018 Science 362 922Google Scholar

    [37]

    Fatemi V, Wu S, Cao Y, Bretheau L, Gibson Q D, Watanabe K, Taniguchi T, Cava R J, Jarillo-Herrero P 2018 Science 362 926Google Scholar

    [38]

    Zhao C, Hu M, Qin J, Xia B, Liu C, Wang S, Guan D D, Li Y, Zheng H, Liu J, Jia J 2020 Phys. Rev. Lett. 125 46801Google Scholar

    [39]

    Voiry D, Mohite A, Chhowalla M 2015 Chem. Soc. Rev. 44 2702Google Scholar

    [40]

    Xiao Y, Zhou M, Liu J, Xu J, Lei F 2019 Sci. Chin. Mater. 62 759Google Scholar

    [41]

    Manzeli S, Ovchinnikov D, Pasquier D, Yazyev O V., Kis A 2017 Nat. Rev. Mater. 2 17033Google Scholar

    [42]

    Essin A M, Gurarie V 2011 Phys. Rev. B 84 125132Google Scholar

    [43]

    Choe D H, Sung H J, Chang K J 2016 Phys. Rev. B 93 125109Google Scholar

    [44]

    Ali M N, Xiong J, Flynn S, Tao J, Gibson Q D, Schoop L M, Liang T, Haldolaarachchige N, Hirschberger M, Ong N P, Cava R J 2014 Nature 514 205Google Scholar

    [45]

    Yu P, Fu W, Zeng Q, Lin J, Yan C, Lai Z, Tang B, Suenaga K, Zhang H, Liu Z 2017 Adv. Mater. 29 1701909Google Scholar

    [46]

    Lu W, Zhang Y, Zhu Z, Lai J, Zhao C, Liu X, Liu J, Sun D 2016 Nanotechnology 27 414006Google Scholar

    [47]

    Novoselov K S, Geim A K, Morozov S V, Jiang D, Zhang Y, Dubonos S V, Grigorieva I V, Firsov A A 2004 Science 306 666Google Scholar

    [48]

    Desai S B, Madhvapathy S R, Amani M, Kiriya D, Hettick M, Tosun M, Zhou Y, Dubey M, Ager J W, Chrzan D, Javey A 2016 Adv. Mater. 28 4053Google Scholar

    [49]

    Velický M, Donnelly G E, Hendren W R, McFarland S, Scullion D, DeBenedetti W J I, Correa G C, Han Y, Wain A J, Hines M A, Muller D A, Novoselov K S, Abruńa H D, Bowman R M, Santos E J G, Huang F 2018 ACS Nano 12 10463Google Scholar

    [50]

    Huang Y, Pan Y H, Yang R, Bao L H, Meng L, Luo H L, Cai Y Q, Liu G D, Zhao W J, Zhou Z, Wu L M, Zhu Z L, Huang M, Liu L W, Liu L, Cheng P, Wu K H, Tian S B, Gu C Z, Shi Y G, Guo Y F, Cheng Z G, Hu J P, Zhao L, Yang G H, Sutter E, Sutter P, Wang Y L, Ji W, Zhou X J, Gao H J 2020 Nat. Commun. 11 2453Google Scholar

    [51]

    Gao M, Zhang M, Niu W, Chen Y, Gu M, Wang H, Song F, Wang P, Yan S, Wang F, Wang X, Wang X, Xu Y, Zhang R 2017 Appl. Phys. Lett. 111 031906Google Scholar

    [52]

    Chen Y, Chen Y, Ning J, Chen L, Zhuang W, He L, Zhang R, Xu Y, Wang X 2020 Chin. Phys. Lett. 37 017104Google Scholar

    [53]

    Chen Y, Liu R, Chen Y, Yuan X, Ning J, Zhang C, Chen L, Wang P, He L, Zhang R, Xu Y, Wang X 2021 Chin. Phys. Lett. 38 017101Google Scholar

    [54]

    Song Y H, Jia Z Y, Zhang D, Zhu X Y, Shi Z Q, Wang H, Zhu L, Yuan Q Q, Zhang H, Xing D Y, Li S C 2018 Nat. Commun. 9 4071Google Scholar

    [55]

    Cucchi I, Gutiérrez-Lezama I, Cappelli E, Walker S M K, Bruno F Y, Tenasini G, Wang L, Ubrig N, Barreteau C, Giannini E, Gibertini M, Tamai A, Morpurgo A F, Baumberger F 2019 Nano Lett. 19 554Google Scholar

    [56]

    Lai K, Ji M B, Leindecker N, Kelly M A, Shen Z X 2007 Rev. Sci. Instrum. 78 063702Google Scholar

    [57]

    Ma E Y, Calvo M R, Wang J, Lian B, Mühlbauer M, Brüne C, Cui Y T, Lai K, Kundhikanjana W, Yang Y, Baenninger M, König M, Ames C, Buhmann H, Leubner P, Molenkamp L W, Zhang S C, Goldhaber-Gordon D, Kelly M A, Shen Z X 2015 Nat. Commun. 6 7252Google Scholar

    [58]

    Cui Y T, Ma E Y, Shen Z X 2016 Rev. Sci. Instrum. 87 063711Google Scholar

    [59]

    Cui Y T, Wen B, Ma E Y, Diankov G, Han Z, Amet F, Taniguchi T, Watanabe K, Goldhaber-Gordon D, Dean C R, Shen Z X 2016 Phys. Rev. Lett. 117 186601Google Scholar

  • 图 1  量子霍尔效应和量子自旋霍尔效应的边界态和能带结构示意图

    Fig. 1.  Schematic of edge states and band structures in quantum Hall effect and quantum spin Hall effect.

    图 2  单层1T'-WTe2中量子自旋霍尔绝缘体的探测及调控

    Fig. 2.  Detection and modulation of quantum spin Hall effect in monolayer 1T'-WTe2

    图 3  单层过渡金属硫族化合物MX2的结构示意图[15] (a) 1H-MX2[15]; (b) 1T-MX2[15]; (c) 1T'-MX2[15]

    Fig. 3.  Atomic structures of monolayer TMD MX2[15]: (a) 1H-MX2[15]; (b) 1T-MX2[15]; (c) 1T'-MX2[15].

    图 4  单层1T'-TMD的能带结构 (a) 能带从拓扑平庸相转变为拓扑非平庸相的示意图. 能带的反转导致其从拓扑平庸相转变为拓扑非平庸相, 自旋-轨道耦合效应可以进一步使轨道交叠处的简并度解除[35]. (b)单层1T'-TMD的能带结构[15]

    Fig. 4.  Band structures of monolayer 1T'-TMD: (a) Schematic of band evolution from a topologically trivial phase to a nontrivial phase. Band inversion causes the band changing from topologically trivial to topologically nontrivial[35]; (b) band structure of monolayer 1T'-TMD[15].

    图 5  单层1T'-WTe2的制备与表征 (a)利用MBE技术生长单层1T'-WTe2的示意图[30]; (b)在石墨烯表面生长单层1T'-WTe2后的RHEED图[30], 其中蓝色箭头表示来自BLG/SiC(0001)基底的条纹, 而红色箭头表示来自单层1T'-WTe2的3个等能畴方向的条纹[30]; (c) 单层1T'-WTe2的原子分辨STM图[54]; (d) 单层1T'-WTe2的布里渊区图[54]

    Fig. 5.  Preparation and characterization of the monolayer 1T'-WTe2: (a) Schematic of sample preparation of monolayer 1T'-WTe2 via an MBE method[30]. (b) RHEED pattern of monolayer 1T'-WTe2[30]. The blue arrow marks the streaks from the BLG/SiC(0001) substrate, while the red arrows represent the ones from WTe2 domains of three equivalent orientations[30]. (c) Atomic-resolution STM image of monolayer 1T'-WTe2[54]. (d) Brillouin zone of monolayer 1T'-WTe2[54].

    图 6  单层1T'-WTe2的体能带结构 (a) 利用ARPES探测单层1T'-WTe2沿着Γ-X方向的体能带结构[55]; (b) 利用第一性原理计算单层1T'-WTe2的能带结构[55]

    Fig. 6.  Band structure of monolayer 1T'-WTe2: (a) Band structure of monolayer 1T'-WTe2 acquired by ARPES along the Γ-X direction[55]; (b) calculated band structure of monolayer 1T'-WTe2 along the Γ-X direction by first-principles[55]

    图 7  利用STM探测1T'-WTe2单层台阶处的一维边界态[29] (a) 1T'-WTe2单层台阶的STM图; (b) 1T'-WTe2内部(黑线)和单层台阶边缘处(红线)的STS谱; (c)空间分辨的STS谱, 横坐标表示探测点到1T'-WTe2单层台阶的距离, x = 0 nm为1T'-WTe2的单层台阶

    Fig. 7.  STM detection of edge states in 1T'-WTe2 monolayer step: (a) STM image of 1T'-WTe2 monolayer step[29]; (b) typical STS spectra recorded at the step edge (red curve) and at a location at the inner terrace (black curve) of 1T'-WTe2[29]; (c) spatial-resolved STS spectra recorded perpendicular to the 1T'-WTe2 monolayer step. The position x = 0 nm is at the monolayer step[29].

    图 8  利用MIM探测单层1T'-WTe2的边界态[32] (a)样品的光学显微镜图, 单层1T'-WTe2被转移到SiO2/Si衬底上, 并覆盖10 nm厚的hBN; (b)—(d) 图(a)中不同区域对应的零磁场下MIM-Im图; (e)穿过单层1T'-WTe2边界的零磁场下MIM-Im信号随栅极电压的变化情况, 其中EGate = –15 V为电中性点的位置; (f)穿过单层1T'-WTe2边界的B = 9 T下MIM-Im信号随栅极电压的变化情况

    Fig. 8.  Detection of edge states in monolayer 1T'-WTe2 via an MIM technique: (a) Optical image of monolayer 1T'-WTe2 exfoliated onto SiO2/Si substrate and covered with a 10-nm-thick hBN[32]. (b)–(d) MIM-Im images of the regions marked in panel (a) [32]. (e) MIM-Im images obtained across the edge of monolayer 1T'-WTe2 as a function of gate voltage EGate under B = 0 T[32]. The charge neutral point is located at EGate = –15 V[32]. (f) MIM-Im images obtained across the edge of monolayer 1T'-WTe2 as a function of gate voltage EGate under B = 9 T[32].

    图 9  利用电荷输运测量单层1T'-WTe2的量子自旋霍尔效应[31] (a)基于单层1T'-WTe2器件的示意图. 器件由单层1T'-WTe2、用于封装的hBN、石墨顶栅、8个接触电极, 以及长度不一的一系列局域背栅组成. (b)电阻差值ΔR随局域栅极电压Vc的变化曲线, 其中局域背栅的宽度分别为100, 70 和60 nm. (c)长度依赖的电阻. 在短通道极限下, ΔRs接近于电阻最小值h/(2e2), 这意味着每个边界的电导为e2/h, 满足量子自旋霍尔效应. (d)在垂直磁场下, 边界电导GSVc的变化曲线, 背栅宽度为100 nm. (e)在特定的Vc下, GS随磁场的变化曲线. 电导是否出现饱和取决于费米面的位置. (f) –ln(GS/G0)随μBB/(kBT)的变化. 黑线为线性拟合的结果. 插图: 对于电导不饱和的情况, 在不同温度下测量GS随磁场的变化; (g)边界电导随温度的变化情况. 插图: 不同温度下ΔRVc的变化曲线[31]

    Fig. 9.  Observation of quantum spin Hall effect up to 100 K in monolayer 1T'-WTe2 via transport measurements[31]: (a) Schematic of monolayer 1T'-WTe2 encapsulated with hBN. Graphite is applied for the top gate, eight contact electrodes are applied to minimize the effect of contact resistance, and a series of in-channel local bottom gates are applied to study the length-dependent feature. (b) ΔR versus Vc for the gate with the width of 60, 70, and 100 nm. (c) Length dependence of ΔRs. In the short-channel limit, the ΔRs values approach a minimum of h/(2e2), in agreement with quantum spin Hall effect. (d) GS versus Vc under perpendicular magnetic fields for a 100-nm-width gate. (e) GS versus B at specific Vc. The saturation or not of GS depends on the Fermi energy. (f) –ln(GS/G0) versus μBB/(kBT). The black line is a linear fit. Inset: Temperature dependence of GS versus B for the non-saturating curves. (g) Temperature dependence of the edge conductance. Inset: gate dependence of ΔR at various temperatures.

    图 10  利用STS探测单层1T'-WTe2中体绝缘态的物理起源[54] (a)在单层1T'-WTe2体内不同位置的低能STS谱, 红色箭头表示库仑能隙, 蓝色箭头表示局域态密度降低的能量位置; (b)不同能量STS图的傅里叶变换结果; (c)沿着动量Y-Γ-Y方向的能带结构示意图, 其中q1为导带的带内散射, q2为两个导带间的带间散射, q3为导带和价带间的带间散射, q4为价带的带内散射; (d)通过不同能量STS图的傅里叶变换得到的单层1T'-WTe2能量-动量色散关系, 其中黑线为q1, q2, q3带色散; (e)不同浓度K掺杂单层1T'-WTe2得到的STS谱, 费米面处存在库仑能隙

    Fig. 10.  STS evidence of the physical origin of the bulk insulator in monolayer 1T'-WTe2[54]: (a) Spatially resolved low-energy STS spectra recorded in the bulk of monolayer 1T'-WTe2. The Coulomb gap and the minimum of local density of states are marked by the red and blue arrows, respectively. (b) The fast Fourier transform (FFT) image of the STS maps at different energies. (c) Band structures of monolayer 1T'-WTe2 along the direction of Y-Γ-Y in the reciprocal space. The corresponding scattering channels of are the intra-band scattering of the conduction band (q1), the inter-conduction band scattering (q2), the inter-band scattering between the valence and conduction bands (q3), and the intra-band scattering of the valence band (q4). (d) Energy-momentum dispersion along the Y-Γ-Y direction. The black lines schematically illustrate the band dispersion of q2, q3, and q4. (e) STS spectra taken on the 1T'-WTe2 surface with different potassium coverage. The Coulomb gap is located at the Fermi energy.

    图 11  在单层1T'-WTe2中实现二维拓扑绝缘体-超导相变[36] (a) 基于单层1T'-WTe2器件的光学显微镜图及模型图, 其中单层1T'-WTe2用hBN介电层封装, 并通过石墨引入电极; (b)在不同温度下, Rxx随电子掺杂浓度ne的变化关系; (c)在单层1T'-WTe2中发生二维拓扑绝缘体-超导转变的相图; (d)在不同ne下, Rxx随温度的变化曲线; (e)在高ne时, Rxx随垂直磁场强度的变化关系, 其中插图为T1/2随温度的变化以及B1/2随垂直磁场的变化; (f)在高ne时, Rxx随平行磁场强度的变化关系, 其中插图为T1/2随平行磁场的变化, 虚线为g因子为2时的泡利极限值BP; (g)在不同温度和垂直磁场下, 电导随掺杂浓度的变化曲线, 其中示意图为不同位置单层1T'-WTe2体和边界的到点情况, 其中体态的颜色与相图一致, 边界态用红色表示

    Fig. 11.  Realization of phase transition between two-dimensional topological insulating states and superconductivity in monolayer 1T'-WTe2 [36]: (a) Optical image and schematic device structure of monolayer 1T'-WTe2 with encapsulated hBN dielectric layers and two graphite gates. (b) Rxx as a function of electrostatic doping ne under different temperatures. (c) experimental phase diagram of phase transition between two-dimensional topological insulating states and superconductivity in monolayer 1T'-WTe2. (d) Rxx as a function of temperature under different ne. (e) Rxx as a function of perpendicular magnetic field at the highest ne value. Inset: T1/2 as a function of temperature, as well as B1/2 as a function of perpendicular magnetic field. (f) Rxx as a function of parallel magnetic field at the highest ne value. Inset: T1/2 as a function of parallel magnetic field. The Pauli limit BP, assuming g factor of 2, is indicated by the dashed line. (g) Conductance as a function of ne under different temperatures and perpendicular magnetic field. Schematics indicate the state of edge and bulk conduction of monolayer 1T'-WTe2 at different points. The bulk is colored to match the phase diagram, and red indicates a conducting edge state.

    图 12  利用应力在单层1T'-WTe2中实现绝缘体-半金属相变[38] (a)—(c)在应力作用下, 单层1T'-WTe2的原子分辨STM图及其STS谱; (d), (e)单层1T'-WTe2的体带隙随其晶格常数ab的变化; (f)单层1T'-WTe2随晶格常数ab变化的相图, 其中实验上测得的结果用黑色圆圈标注; (g)理论计算单层1T'-WTe2A边界能带结构, 计算的晶格常数a = 6.33 Å, b = 3.54 Å; (h)垂直于A边界的空间分辨STS谱, 可以看到明显的一维边界态

    Fig. 12.  Strain tunable phase transition between topological insulator and semimetal insulator in monolayer 1T'-WTe2[38]: (a)− (c) Atomically resolved STM images and corresponding STS spectra in monolayer 1T'-WTe2 under strain. (d), (e) Energy gap as a function of strains along the a or b directions in monolayer 1T'-WTe2. (f) Phase diagram of monolayer 1T'-WTe2 as a function of lattice constants a and b. Strain conditions acquired from the experimental data are marked by black circles. (g) Calculated edge states along the A edge with the lattice constants a = 6.33 Å, b = 3.54 Å. (h) Spatially resolved STS spectra recorded across the A edge. One-dimensional edge states can be clearly identified.

  • [1]

    Kane C L, Mele E J 2005 Phys. Rev. Lett. 95 226801Google Scholar

    [2]

    Kane C L, Mele E J 2005 Phys. Rev. Lett. 95 146802Google Scholar

    [3]

    Bernevig B A, Zhang S C 2006 Phys. Rev. Lett. 96 106802Google Scholar

    [4]

    Hasan M Z, Kane C L 2010 Rev. Mod. Phys. 82 3045Google Scholar

    [5]

    Oh S 2013 Science 340 153Google Scholar

    [6]

    Cao C, Chen J H 2019 Adv. Quantum Technol. 2 1900026Google Scholar

    [7]

    Bernevig B A, Hughes T L, Zhang S C 2006 Science 314 1757Google Scholar

    [8]

    König M, Wiedmann S, Brüne C, Roth A, Buhmann H, Molenkamp L W, Qi X L, Zhang S C 2007 Science 318 766Google Scholar

    [9]

    Liu C, Hughes T L, Qi X, Wang K, Zhang S 2008 Phys. Rev. Lett. 100 236601Google Scholar

    [10]

    Knez I, Du R R, Sullivan G 2011 Phys. Rev. Lett. 107 136603Google Scholar

    [11]

    Li T, Wang P, Fu H, Du L, Schreiber K A, Mu X, Liu X, Sullivan G, Csáthy G A, Lin X, Du R R 2015 Phys. Rev. Lett. 115 136804Google Scholar

    [12]

    Du L, Knez I, Sullivan G, Du R R 2015 Phys. Rev. Lett. 114 096802Google Scholar

    [13]

    Du L, Li T, Lou W, Wu X, Liu X, Han Z, Zhang C, Sullivan G, Ikhlassi A, Chang K, Du R R 2017 Phys. Rev. Lett. 119 056803Google Scholar

    [14]

    Li T, Wang P, Sullivan G, Lin X, Du R R 2017 Phys. Rev. B 96 241406(RGoogle Scholar

    [15]

    Qian X, Liu J, Fu L, Li J 2014 Science 346 1344Google Scholar

    [16]

    Lü R, Robinson J A, Schaak R E, Sun D, Sun Y, Mallouk T E, Terrones M 2015 Acc. Chem. Res. 48 56Google Scholar

    [17]

    Zheng F, Cai C, Ge S, Zhang X, Liu X, Lu H, Zhang Y, Qiu J, Taniguchi T, Watanabe K, Jia S, Qi J, Chen J H, Sun D, Feng J 2016 Adv. Mater. 28 4845Google Scholar

    [18]

    Xu S Y, Ma Q, Shen H, Fatemi V, Wu S, Chang T R, Chang G, Valdivia A M M, Chan C K, Gibson Q D, Zhou J, Liu Z, Watanabe K, Taniguchi T, Lin H, Cava R J, Fu L, Gedik N, Jarillo-Herrero P 2018 Nat. Phys. 14 900Google Scholar

    [19]

    Xiang H, Xu B, Liu J, Xia Y, Lu H, Yin J, Liu Z 2016 AIP Adv. 6 095005Google Scholar

    [20]

    Hsu Y T, Cole W S, Zhang R X, Sau J D 2020 Phys. Rev. Lett. 125 97001Google Scholar

    [21]

    Yang W, Mo C J, Fu S Bin, Yang Y, Zheng F W, Wang X H, Liu Y A, Hao N, Zhang P 2020 Phys. Rev. Lett. 125 237006Google Scholar

    [22]

    Lüpke F, Waters D, de la Barrera S C, Widom M, Mandrus D G, Yan J, Feenstra R M, Hunt B M 2020 Nat. Phys. 16 526Google Scholar

    [23]

    Lee J H, Son Y W 2021 Phys. Chem. Chem. Phys. 23 17279Google Scholar

    [24]

    Xu Z, Luo B, Chen M, Xie W, Hu Y, Xiao X 2021 Appl. Surf. Sci. 548 148751Google Scholar

    [25]

    Niu K, Weng M, Li S, Guo Z, Wang G, Han M, Pan F, Lin J 2021 Adv. Sci. 8 2101563Google Scholar

    [26]

    Lai S, Liu H, Zhang Z, Zhao J, Feng X, Wang N, Tang C, Liu Y, Novoselov K S, Yang S A, Gao W B 2021 Nat. Nanotechnol. 16 869Google Scholar

    [27]

    Tang S, Zhang C, Wong D, Pedramrazi Z, Tsai H Z, Jia C, Moritz B, Claassen M, Ryu H, Kahn S, Jiang J, Yan H, Hashimoto M, Lu D, Moore R G, Hwang C C, Hwang C, Hussain Z, Chen Y, Ugeda M M, Liu Z, Xie X, Devereaux T P, Crommie M F, Mo S K, Shen Z X 2017 Nat. Phys. 13 683Google Scholar

    [28]

    Fei Z, Palomaki T, Wu S, Zhao W, Cai X, Sun B, Nguyen P, Finney J, Xu X, Cobden D H 2017 Nat. Phys. 13 677Google Scholar

    [29]

    Peng L, Yuan Y, Li G, Yang X, Xian J J, Yi C J, Shi Y G, Fu Y S 2017 Nat. Commun. 8 659Google Scholar

    [30]

    Jia Z Y, Song Y H, Li X B, Ran K, Lu P, Zheng H J, Zhu X Y, Shi Z Q, Sun J, Wen J, Xing D, Li S C 2017 Phys. Rev. B 96 041108Google Scholar

    [31]

    Wu S, Fatemi V, Gibson Q D, Watanabe K, Taniguchi T, Cava R J, Jarillo-Herrero P 2018 Science 359 76Google Scholar

    [32]

    Shi Y, Kahn J, Niu B, Fei Z, Sun B, Cai X, Francisco B A, Wu D, Shen Z X, Xu X, Cobden D H, Cui Y T 2019 Sci. Adv. 5 eaat8799Google Scholar

    [33]

    Garcia J H, Vila M, Hsu C H, Waintal X, Pereira V M, Roche S 2020 Phys. Rev. Lett. 125 256603Google Scholar

    [34]

    Zhao W, Runburg E, Fei Z, Mutch J, Malinowski P, Sun B, Huang X, Pesin D, Cui Y T, Xu X, Chu J H, Cobden D H 2021 Phys. Rev. X 11 041034Google Scholar

    [35]

    Lodge M S, Yang S A, Mukherjee S, Weber B 2021 Adv. Mater. 33 2008029Google Scholar

    [36]

    Sajadi E, Palomaki T, Fei Z, Zhao W, Bement P, Olsen C, Luescher S, Xu X, Folk J A, Cobden D H 2018 Science 362 922Google Scholar

    [37]

    Fatemi V, Wu S, Cao Y, Bretheau L, Gibson Q D, Watanabe K, Taniguchi T, Cava R J, Jarillo-Herrero P 2018 Science 362 926Google Scholar

    [38]

    Zhao C, Hu M, Qin J, Xia B, Liu C, Wang S, Guan D D, Li Y, Zheng H, Liu J, Jia J 2020 Phys. Rev. Lett. 125 46801Google Scholar

    [39]

    Voiry D, Mohite A, Chhowalla M 2015 Chem. Soc. Rev. 44 2702Google Scholar

    [40]

    Xiao Y, Zhou M, Liu J, Xu J, Lei F 2019 Sci. Chin. Mater. 62 759Google Scholar

    [41]

    Manzeli S, Ovchinnikov D, Pasquier D, Yazyev O V., Kis A 2017 Nat. Rev. Mater. 2 17033Google Scholar

    [42]

    Essin A M, Gurarie V 2011 Phys. Rev. B 84 125132Google Scholar

    [43]

    Choe D H, Sung H J, Chang K J 2016 Phys. Rev. B 93 125109Google Scholar

    [44]

    Ali M N, Xiong J, Flynn S, Tao J, Gibson Q D, Schoop L M, Liang T, Haldolaarachchige N, Hirschberger M, Ong N P, Cava R J 2014 Nature 514 205Google Scholar

    [45]

    Yu P, Fu W, Zeng Q, Lin J, Yan C, Lai Z, Tang B, Suenaga K, Zhang H, Liu Z 2017 Adv. Mater. 29 1701909Google Scholar

    [46]

    Lu W, Zhang Y, Zhu Z, Lai J, Zhao C, Liu X, Liu J, Sun D 2016 Nanotechnology 27 414006Google Scholar

    [47]

    Novoselov K S, Geim A K, Morozov S V, Jiang D, Zhang Y, Dubonos S V, Grigorieva I V, Firsov A A 2004 Science 306 666Google Scholar

    [48]

    Desai S B, Madhvapathy S R, Amani M, Kiriya D, Hettick M, Tosun M, Zhou Y, Dubey M, Ager J W, Chrzan D, Javey A 2016 Adv. Mater. 28 4053Google Scholar

    [49]

    Velický M, Donnelly G E, Hendren W R, McFarland S, Scullion D, DeBenedetti W J I, Correa G C, Han Y, Wain A J, Hines M A, Muller D A, Novoselov K S, Abruńa H D, Bowman R M, Santos E J G, Huang F 2018 ACS Nano 12 10463Google Scholar

    [50]

    Huang Y, Pan Y H, Yang R, Bao L H, Meng L, Luo H L, Cai Y Q, Liu G D, Zhao W J, Zhou Z, Wu L M, Zhu Z L, Huang M, Liu L W, Liu L, Cheng P, Wu K H, Tian S B, Gu C Z, Shi Y G, Guo Y F, Cheng Z G, Hu J P, Zhao L, Yang G H, Sutter E, Sutter P, Wang Y L, Ji W, Zhou X J, Gao H J 2020 Nat. Commun. 11 2453Google Scholar

    [51]

    Gao M, Zhang M, Niu W, Chen Y, Gu M, Wang H, Song F, Wang P, Yan S, Wang F, Wang X, Wang X, Xu Y, Zhang R 2017 Appl. Phys. Lett. 111 031906Google Scholar

    [52]

    Chen Y, Chen Y, Ning J, Chen L, Zhuang W, He L, Zhang R, Xu Y, Wang X 2020 Chin. Phys. Lett. 37 017104Google Scholar

    [53]

    Chen Y, Liu R, Chen Y, Yuan X, Ning J, Zhang C, Chen L, Wang P, He L, Zhang R, Xu Y, Wang X 2021 Chin. Phys. Lett. 38 017101Google Scholar

    [54]

    Song Y H, Jia Z Y, Zhang D, Zhu X Y, Shi Z Q, Wang H, Zhu L, Yuan Q Q, Zhang H, Xing D Y, Li S C 2018 Nat. Commun. 9 4071Google Scholar

    [55]

    Cucchi I, Gutiérrez-Lezama I, Cappelli E, Walker S M K, Bruno F Y, Tenasini G, Wang L, Ubrig N, Barreteau C, Giannini E, Gibertini M, Tamai A, Morpurgo A F, Baumberger F 2019 Nano Lett. 19 554Google Scholar

    [56]

    Lai K, Ji M B, Leindecker N, Kelly M A, Shen Z X 2007 Rev. Sci. Instrum. 78 063702Google Scholar

    [57]

    Ma E Y, Calvo M R, Wang J, Lian B, Mühlbauer M, Brüne C, Cui Y T, Lai K, Kundhikanjana W, Yang Y, Baenninger M, König M, Ames C, Buhmann H, Leubner P, Molenkamp L W, Zhang S C, Goldhaber-Gordon D, Kelly M A, Shen Z X 2015 Nat. Commun. 6 7252Google Scholar

    [58]

    Cui Y T, Ma E Y, Shen Z X 2016 Rev. Sci. Instrum. 87 063711Google Scholar

    [59]

    Cui Y T, Wen B, Ma E Y, Diankov G, Han Z, Amet F, Taniguchi T, Watanabe K, Goldhaber-Gordon D, Dean C R, Shen Z X 2016 Phys. Rev. Lett. 117 186601Google Scholar

  • [1] 王伟, 王一平. 一维超导传输线腔晶格中的拓扑相变和拓扑量子态的调制. 物理学报, 2022, 0(0): . doi: 10.7498/aps.71.20220675
    [2] 易恩魁, 王彬, 沈韩, 沈冰. 轴子拓扑绝缘体候选材料层状\begin{document}${\bf{Eu}}_{ 1- x}{\bf{Ca}}_{ x}{\bf{In}}_{\bf2}{\bf{As}}_{\bf2}$\end{document}的物性研究. 物理学报, 2021, 70(12): 127502. doi: 10.7498/aps.70.20210042
    [3] 王航天, 赵海慧, 温良恭, 吴晓君, 聂天晓, 赵巍胜. 高性能太赫兹发射: 从拓扑绝缘体到拓扑自旋电子. 物理学报, 2020, 69(20): 200704. doi: 10.7498/aps.69.20200680
    [4] 刘畅, 刘祥瑞. 强三维拓扑绝缘体与磁性拓扑绝缘体的角分辨光电子能谱学研究进展. 物理学报, 2019, 68(22): 227901. doi: 10.7498/aps.68.20191450
    [5] 卢曼昕, 邓文基. 一维二元复式晶格的拓扑不变量与边缘态. 物理学报, 2019, 68(12): 120301. doi: 10.7498/aps.68.20190214
    [6] 许楠, 张岩. 三聚化非厄密晶格中具有趋肤效应的拓扑边缘态. 物理学报, 2019, 68(10): 104206. doi: 10.7498/aps.68.20190112
    [7] 向天, 程亮, 齐静波. 拓扑绝缘体中的超快电荷自旋动力学. 物理学报, 2019, 68(22): 227202. doi: 10.7498/aps.68.20191433
    [8] 高艺璇, 张礼智, 张余洋, 杜世萱. 二维有机拓扑绝缘体的研究进展. 物理学报, 2018, 67(23): 238101. doi: 10.7498/aps.67.20181711
    [9] 杨圆, 陈帅, 李小兵. Rashba自旋轨道耦合下square-octagon晶格的拓扑相变. 物理学报, 2018, 67(23): 237101. doi: 10.7498/aps.67.20180624
    [10] 耿虎, 计青山, 张存喜, 王瑞. 缀饰格子中时间反演对称破缺的量子自旋霍尔效应. 物理学报, 2017, 66(12): 127303. doi: 10.7498/aps.66.127303
    [11] 龙洋, 任捷, 江海涛, 孙勇, 陈鸿. 超构材料中的光学量子自旋霍尔效应. 物理学报, 2017, 66(22): 227803. doi: 10.7498/aps.66.227803
    [12] 李兆国, 张帅, 宋凤麒. 拓扑绝缘体的普适电导涨落. 物理学报, 2015, 64(9): 097202. doi: 10.7498/aps.64.097202
    [13] 关童, 滕静, 吴克辉, 李永庆. 拓扑绝缘体(Bi0.5Sb0.5)2Te3薄膜中的线性磁阻. 物理学报, 2015, 64(7): 077201. doi: 10.7498/aps.64.077201
    [14] 王青, 盛利. 磁场中的拓扑绝缘体边缘态性质. 物理学报, 2015, 64(9): 097302. doi: 10.7498/aps.64.097302
    [15] 王啸天, 代学芳, 贾红英, 王立英, 刘然, 李勇, 刘笑闯, 张小明, 王文洪, 吴光恒, 刘国栋. Heusler型X2RuPb (X=Lu, Y)合金的反带结构和拓扑绝缘性. 物理学报, 2014, 63(2): 023101. doi: 10.7498/aps.63.023101
    [16] 李平原, 陈永亮, 周大进, 陈鹏, 张勇, 邓水全, 崔雅静, 赵勇. 拓扑绝缘体Bi2Te3的热膨胀系数研究. 物理学报, 2014, 63(11): 117301. doi: 10.7498/aps.63.117301
    [17] 陈艳丽, 彭向阳, 杨红, 常胜利, 张凯旺, 钟建新. 拓扑绝缘体Bi2Se3中层堆垛效应的第一性原理研究. 物理学报, 2014, 63(18): 187303. doi: 10.7498/aps.63.187303
    [18] 王怀强, 杨运友, 鞠艳, 盛利, 邢定钰. 铁磁绝缘体间的极薄Bi2Se3薄膜的相变研究. 物理学报, 2013, 62(3): 037202. doi: 10.7498/aps.62.037202
    [19] 丁玥, 沈洁, 庞远, 刘广同, 樊洁, 姬忠庆, 杨昌黎, 吕力. Bi2Te3拓扑绝缘体表面颗粒化铅膜诱导的超导邻近效应. 物理学报, 2013, 62(16): 167401. doi: 10.7498/aps.62.167401
    [20] 曾伦武, 张浩, 唐中良, 宋润霞. 拓扑绝缘体椭球粒子的电磁散射. 物理学报, 2012, 61(17): 177303. doi: 10.7498/aps.61.177303
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出版历程
  • 收稿日期:  2022-01-13
  • 修回日期:  2022-03-03
  • 上网日期:  2022-03-09
  • 刊出日期:  2022-06-20

单层二维量子自旋霍尔绝缘体1T'-WTe2研究进展

    基金项目: 国家自然科学基金(批准号: 92163206, 61725107)、国家重点研发计划(批准号: 2020YFA0308800, 2021YFA1400100)、北京市自然科学基金(批准号: Z190006)和中国博士后科学基金(批准号: 2021M700407)资助的课题.

摘要: 量子自旋霍尔效应通常存在于二维拓扑绝缘体中, 其具有受拓扑保护的无耗散螺旋边界态. 2014年, 理论预言单层1T' 相过渡金属硫族化合物是一类新型的二维量子自旋霍尔绝缘体. 其中, 以单层1T'-WTe2为代表的材料体系具有原子结构稳定、体带隙显著、拓扑性质易于调控等许多独特的优势, 对低功耗自旋电子器件的发展具有重要的意义. 本文总结了单层1T'-WTe2在实验上的最新进展, 包括基于分子束外延生长的材料制备, 螺旋边界态的探测及其对磁场的响应, 掺杂、应力等手段在单层1T'-WTe2中诱导出的新奇量子物态等. 也对单层1T'-WTe2未来可能的应用前景进行了展望.

English Abstract

    • 量子自旋霍尔效应是凝聚态物理领域中最基本的量子效应之一, 对低功耗自旋电子器件的发展具有重要的意义. 量子自旋霍尔效应通常存在于二维拓扑绝缘体中, 表现为绝缘的二维体态和导电的一维螺旋边界态[1-6]. 在无外加磁场的情况下, 量子自旋霍尔效应中受拓扑保护的电子可以沿着二维材料的边缘做无耗散运动, 且自旋-轨道耦合效应导致不同自旋电子的运动方向相反(图1).

      图  1  量子霍尔效应和量子自旋霍尔效应的边界态和能带结构示意图

      Figure 1.  Schematic of edge states and band structures in quantum Hall effect and quantum spin Hall effect.

      2006年, 美国斯坦福大学Zhang研究组[7]预言在半导体异质结HgTe/CdTe量子阱体系中存在量子自旋霍尔效应, 并于2007年被德国维尔茨堡大学物理研究所 Molenkamp研究组[8]的实验证实, 这也是实验上第一个真正实现量子自旋霍尔效应的体系. 随后, 科学家们在InAs/GaSb[9-12]和InAs/GaInSb[13,14]等量子阱体系中也观测到了量子自旋霍尔效应, 但是所需的环境温度通常要远低于液氦温度, 这极大地限制了其在自旋电子器件中的应用. 基于此, 科学家们致力于寻找能够面向未来应用的高温二维量子自旋霍尔绝缘体材料. 2014年, 美国麻省理工学院Qian 等[15]预言, 以单层1T'-WTe2为代表的单层1T' 相过渡金属硫族化合物(transition metal dichalcogenides; TMD)有望成为一类新型的二维量子自旋霍尔绝缘体. 其中, 单层1T'-WTe2由于具有易于制备、原子结构稳定、体带隙显著、拓扑性质易于调控等许多独特的优势[16-26], 引起了实验科学家们的广泛关注.

      目前, 单层1T'-WTe2已经成为实验性能最好的二维量子自旋霍尔绝缘体之一, 其螺旋边界态和量子化的边界电导已被角分辨光电子能谱(angle-resolved photoemission spectroscopy, ARPES)、扫描隧道显微镜/扫描隧道谱(scanning tunneling microscopy/spectroscopy, STM/STS)、微波阻抗显微镜(microwave impedance microscopy, MIM)、电荷输运等实验手段相继证实, 且其量子自旋霍尔效应在100 K的温度下仍可稳定存在[17,27-35]. 此外, 利用掺杂、应力等手段可以在单层1T'-WTe2中诱导出包括超导在内的更多新奇量子物态[36-38]. 因此, 对单层1T'-WTe2的可控制备和物性研究不仅能够加深我们对二维量子自旋霍尔绝缘体中新奇量子物态的认识与理解, 而且对未来新型自旋电子器件的发展具有重要的推动作用.

      本文主要综述了单层1T'-WTe2这一新型二维量子自旋霍尔绝缘体在实验上的最新进展, 包括基于分子束外延技术(molecular beam epitaxy; MBE)生长的单层1T'-WTe2制备方法, 单层1T'-WTe2中二维量子自旋霍尔绝缘体的探测及调控(图2), 并对单层1T'-WTe2未来可能的应用前景进行了展望.

      图  2  单层1T'-WTe2中量子自旋霍尔绝缘体的探测及调控

      Figure 2.  Detection and modulation of quantum spin Hall effect in monolayer 1T'-WTe2

    • TMD的分子式为MX2, 其中M = (Mo, W等)代表过渡金属原子, X = (S, Se, Te)代表硫族原子. 单层TMD是由X-M-X三个原子层堆垛形成的三明治结构, 具有三种典型的结构形态, 分别为1H相(空间群P63/mmc)、1T相(空间群P-3m1)、1T' 相(空间群P21/m), 如图3所示[15,39]. 通常来说, 单层TMD的1H相和1T相是热力学稳定的相[40,41]. 然而, 单层MoTe2, WTe2, TaTe2是例外. 在这些体系中, 单层的1T相是不稳定的, 其会自发地存在Peierls畸变, 使中间层的M原子在x方向上会发生位移, 形成2 × 1超晶格结构, 即图3(c)所示的1T'[40].

      图  3  单层过渡金属硫族化合物MX2的结构示意图[15] (a) 1H-MX2[15]; (b) 1T-MX2[15]; (c) 1T'-MX2[15]

      Figure 3.  Atomic structures of monolayer TMD MX2[15]: (a) 1H-MX2[15]; (b) 1T-MX2[15]; (c) 1T'-MX2[15].

      单层TMD由于Peierls畸变从1T相转变为1T' 相的过程中, 在二维布里渊区的Γ点处能带会发生反转, 如图4所示[35]. 当不考虑自旋-轨道耦合时, 价带和导带在动量方向Y-Γ-Y出现交叠, 形成两个狄拉克点, 自旋-轨道耦合进一步将狄拉克点处的简并度解除, 形成体能隙. 由体边对应关系可知, 单层1T'-TMD的边缘处一定存在非平庸的拓扑边界态[4,42], 这意味着单层1T'-TMD是量子自旋霍尔绝缘体.

      图  4  单层1T'-TMD的能带结构 (a) 能带从拓扑平庸相转变为拓扑非平庸相的示意图. 能带的反转导致其从拓扑平庸相转变为拓扑非平庸相, 自旋-轨道耦合效应可以进一步使轨道交叠处的简并度解除[35]. (b)单层1T'-TMD的能带结构[15]

      Figure 4.  Band structures of monolayer 1T'-TMD: (a) Schematic of band evolution from a topologically trivial phase to a nontrivial phase. Band inversion causes the band changing from topologically trivial to topologically nontrivial[35]; (b) band structure of monolayer 1T'-TMD[15].

      下面的介绍将聚焦于具体的材料体系中, 即单层WTe2体系. 通过第一性原理计算可知, 在单层1T-WTe2中, W原子的$ 5{\mathrm{d}}_{xz} $$ 5{\mathrm{d}}_{{z}^{2}} $轨道位于费米面的两侧 [27]. 由于1T'相是1T相发生Peierls畸变的结果, 1T'-WTe2中存在明显的晶格对称性破缺, 致使$ 5{\mathrm{d}}_{xz} $$ 5{\mathrm{d}}_{{z}^{2}} $轨道向能量相反的方向移动并出现交叠, 即发生能带的反转. 当引入自旋-轨道耦合时, 能带的杂化使$ 5{\mathrm{d}}_{xz} $$ 5{\mathrm{d}}_{{z}^{2}} $轨道交叠处狄拉克点的简并度解除, 并进一步在其边缘处形成受时间反演对称性保护的螺旋边界态[27,43]. 此时, 体系的$ {\mathbb{Z}}_{2} $拓扑不变量从0变为1, 即能带从拓扑平庸相转变为拓扑非平庸相. 因此, 单层1T'-WTe2有望成为面向未来应用的一类新型的二维量子自旋霍尔绝缘体.

    • 获得大面积高质量且处于悬浮状态的单层1T'-WTe2是研究其量子自旋霍尔效应的关键. 目前, 一种比较成熟的方法是利用MBE技术生长单层1T'-WTe2材料[27,30,38], 如图5(a)所示. 实验上, 通常选择石墨烯作为衬底, 一是因为石墨烯具有原子级平整的晶格结构, 且性质较为稳定, 有助于1T'-WTe2的外延生长; 二是因为石墨烯与1T'-WTe2之间是范德瓦耳斯相互作用[30], 且石墨烯表面不存在悬挂键, 可以有效地避免衬底对边界态的干扰. 由于W原子和Te原子在相同温度下的蒸气压存在显著的差异, 实验上一般控制W原子和Te原子的束流比约为1∶20, 衬底温度控制在200—250 ℃范围内, 确保得到高质量的单层1T'-WTe2样品.

      图  5  单层1T'-WTe2的制备与表征 (a)利用MBE技术生长单层1T'-WTe2的示意图[30]; (b)在石墨烯表面生长单层1T'-WTe2后的RHEED图[30], 其中蓝色箭头表示来自BLG/SiC(0001)基底的条纹, 而红色箭头表示来自单层1T'-WTe2的3个等能畴方向的条纹[30]; (c) 单层1T'-WTe2的原子分辨STM图[54]; (d) 单层1T'-WTe2的布里渊区图[54]

      Figure 5.  Preparation and characterization of the monolayer 1T'-WTe2: (a) Schematic of sample preparation of monolayer 1T'-WTe2 via an MBE method[30]. (b) RHEED pattern of monolayer 1T'-WTe2[30]. The blue arrow marks the streaks from the BLG/SiC(0001) substrate, while the red arrows represent the ones from WTe2 domains of three equivalent orientations[30]. (c) Atomic-resolution STM image of monolayer 1T'-WTe2[54]. (d) Brillouin zone of monolayer 1T'-WTe2[54].

    • 机械剥离技术是获得单层1T'-WTe2的重要方法. 实验上, 首先利用化学气相传输(chemical vapor transport, CVT)等方法实现对高质量单晶1T'-WTe2的制备[44-46]; 然后在充满氮气的手套箱中, 利用胶带从单晶1T'-WTe2中剥离出少层1T'-WTe2样品并转移至285 nm厚的SiO2衬底上; 通过光学显微镜成像, 实现对单层1T'-WTe2的辨认; 基于干法转移技术, 利用热释放胶带将单层1T'-WTe2转移至目标衬底上, 进而实现对其晶格结构和电学性质的表征[47-50]. 此外, 脉冲激光沉积技术(pulsed laser deposition, PLD)也是生长高质量拓扑量子薄膜的重要手段, 有望实现对高质量单晶1T'-WTe2的可控制备[51-53]

    • 利用反射式高能电子衍射(reflection high-energy electron diffraction, RHEED)可以对单层1T'-WTe2样品的生长过程进行原位表征. 图5(b)为在石墨烯表面生长单层1T'-WTe2后的RHEED图[30]. 通过石墨烯的晶格常数2.47 Å校准, 可得单层1T'-WTe2长轴(a轴)的晶格常数为6.3 Å ± 0.2 Å[27]. 图5(c)给出了单层1T'-WTe2的原子分辨STM图, 图中的亮点由最上层的Te原子贡献. 由于单层1T'-WTe2相对于1T-WTe2存在自发的晶格畸变, 中间层W原子在长轴方向上表现出两倍的周期结构, 并在短轴方向上形成一维的锯齿型原子链. W原子的晶格畸变进一步导致最上层Te原子不再处于同一平面内, 因此会在STM图中表现出明显的高度差, 如图5(c)所示[54]. 图5(d)为单层1T'-WTe2的第一布里渊区.

    • ARPES是测量材料体系能带结构的重要手段. 图6是利用ARPES探测单层1T'-WTe2沿着布里渊区Γ-X方向上的体能带结构. 可以看出, 由于自旋-轨道耦合, 在能带交叠处会打开正能隙, 且该能隙在动量方向上不会关闭[55]. 为了让ARPES中的导带信息更为明显, 实验上, 通常向体系中引入K原子实现电子掺杂[27,38]. 可以发现, 当改变电子填充时, 由于自旋-轨道耦合打开的正能隙并没有发生显著变化. 该实验结果表明, 单层1T'-WTe2中的自旋-轨道耦合会导致体能隙的打开.

      图  6  单层1T'-WTe2的体能带结构 (a) 利用ARPES探测单层1T'-WTe2沿着Γ-X方向的体能带结构[55]; (b) 利用第一性原理计算单层1T'-WTe2的能带结构[55]

      Figure 6.  Band structure of monolayer 1T'-WTe2: (a) Band structure of monolayer 1T'-WTe2 acquired by ARPES along the Γ-X direction[55]; (b) calculated band structure of monolayer 1T'-WTe2 along the Γ-X direction by first-principles[55]

    • 量子自旋霍尔绝缘体要求体系具有绝缘的体能隙和导电的一维螺旋边界态. STM和STS具有高空间分辨率和能量分辨率, 可为一维边界态的存在提供重要的实验证据[22,27,30,38]. STM实验的研究结果表明, 无论是在绝对单层的1T'-WTe2体系中[27], 还是在1T'-WTe2的单层台阶处[29], 都存在着一维边界态. 这里将以1T'-WTe2的单层台阶为例, 具体介绍利用STM探测一维边界态的方法.

      图7(a)为1T'-WTe2单层台阶处的STM图, 图7(b)为其典型的STS谱, 它可以直接反映不同探测位置的局域态密度. 在图7(b)中, 黑线为单层1T'-WTe2岛内部的STS谱, 它在费米面附近存在能隙. 而在边界处, 费米面附近的STS谱出现态密度峰, 这意味着单层1T'-WTe2存在一维的导电边界态[27]. 图7(c)为STS谱在跨过1T'-WTe2单层台阶过程中的演化情况. 可以发现, 费米面附近态密度峰所代表的边界态只存在于1T'-WTe2的单层台阶处, 且和样品的尺寸、形状、台阶的整齐程度无关. 这些实验现象表明, 1T'-WTe2的单层台阶具有拓扑非平庸的边界态.

      图  7  利用STM探测1T'-WTe2单层台阶处的一维边界态[29] (a) 1T'-WTe2单层台阶的STM图; (b) 1T'-WTe2内部(黑线)和单层台阶边缘处(红线)的STS谱; (c)空间分辨的STS谱, 横坐标表示探测点到1T'-WTe2单层台阶的距离, x = 0 nm为1T'-WTe2的单层台阶

      Figure 7.  STM detection of edge states in 1T'-WTe2 monolayer step: (a) STM image of 1T'-WTe2 monolayer step[29]; (b) typical STS spectra recorded at the step edge (red curve) and at a location at the inner terrace (black curve) of 1T'-WTe2[29]; (c) spatial-resolved STS spectra recorded perpendicular to the 1T'-WTe2 monolayer step. The position x = 0 nm is at the monolayer step[29].

    • MIM技术通过测量分析导电针尖与样品之间的复数导纳, 可以得到样品的局域电导信号, 而电导的空间分布情况正是边界态是否存在的直观体现[32,56-59]. 其中, MIM信号的虚部(MIM-Im)反映样品对针尖上微波电场的屏蔽情况, 当样品的电阻率降低时, MIM-Im的信号强度单调增加. 因此, 利用MIM-Im可以直观地测量样品的局域电导强度.

      2019年, Shi等[32]利用电场调控的MIM实现了对单层1T'-WTe2中拓扑边界态的测量. 图8(a)给出了样品的光学显微镜图, 单层1T'-WTe2通过机械剥离法转移到SiO2/Si衬底上, 并在上表面覆盖了10 nm厚的hBN, 防止样品被污染或变质. 图8(b)(d)为零磁场下的MIM-Im图, 分别对应图8(a)中3个标注的区域. 可以发现, 单层1T'-WTe2内部的MIM-Im信号强度与SiO2/Si衬底相差不大, 说明其体内是绝缘的. 然而, 在单层1T'-WTe2的边界处存在明显的亮线, 且亮线严格地沿着样品的边缘, 强度与边缘的形状无关, 说明单层1T'-WTe2的边缘存在一维的导电通道.

      图  8  利用MIM探测单层1T'-WTe2的边界态[32] (a)样品的光学显微镜图, 单层1T'-WTe2被转移到SiO2/Si衬底上, 并覆盖10 nm厚的hBN; (b)—(d) 图(a)中不同区域对应的零磁场下MIM-Im图; (e)穿过单层1T'-WTe2边界的零磁场下MIM-Im信号随栅极电压的变化情况, 其中EGate = –15 V为电中性点的位置; (f)穿过单层1T'-WTe2边界的B = 9 T下MIM-Im信号随栅极电压的变化情况

      Figure 8.  Detection of edge states in monolayer 1T'-WTe2 via an MIM technique: (a) Optical image of monolayer 1T'-WTe2 exfoliated onto SiO2/Si substrate and covered with a 10-nm-thick hBN[32]. (b)–(d) MIM-Im images of the regions marked in panel (a) [32]. (e) MIM-Im images obtained across the edge of monolayer 1T'-WTe2 as a function of gate voltage EGate under B = 0 T[32]. The charge neutral point is located at EGate = –15 V[32]. (f) MIM-Im images obtained across the edge of monolayer 1T'-WTe2 as a function of gate voltage EGate under B = 9 T[32].

      利用电场调控的MIM可以进一步证实该一维导电通道的拓扑行为. 理论上, 一维拓扑导电通道连接了体能带的导带底和价带顶, 因此边界态几乎不受费米面的影响; 相反, 由于能带弯曲等因素诱导的平庸边界态会格外依赖于费米面的能量. 因此, 通过测量一维边界态随费米能的变化, 可以有效地判断其拓扑性质. 图8(e)为零磁场下穿过单层1T'-WTe2边界的MIM-Im信号随栅极电压的变化情况. 可以发现, 在费米面从单层1T'-WTe2的导带到体能隙再到价带变化的过程中, 当费米面处于体能隙时, 边缘处的一维导电通道一直存在. 这个现象证实了单层1T'-WTe2具有受拓扑保护的一维导电通道.

      利用磁场调控的MIM可以进一步证实单层1T'-WTe2具有螺旋边界态. 在垂直磁场的作用下, 螺旋边界态会发生杂化, 在靠近体带边时会打开塞曼能隙, 同时伴随着电阻率的升高[32]. 图8(f)为在B = 9 T的垂直磁场下, 穿过单层1T'-WTe2边界的MIM-Im信号随栅极电压的变化情况. 可以看到, 单层1T'-WTe2体内的MIM信号几乎不随磁场发生变化, 而边缘处的MIM-Im信号有微弱的衰减, 这正是螺旋边界态的典型特征.

    • 利用电荷输运实验测量单层1T'-WTe2的边界电导可以为证实体系中存在量子自旋霍尔效应提供最直接和重要的证据[15,28-31]. 通常来说, 量子自旋霍尔效应的电荷输运测量结果需要同时满足以下两点[1,7,8,10,12]: 1) 每个边界都具有量子电导平台e2/h (e为电子电荷, h为普朗克常数); 2) 外加磁场通过破坏体系的时间反演对称性使其螺旋边界态消失, 进而有效地抑制电导.

      2018年, 美国麻省理工学院的Jarillo-Herrero团队[31]成功地在单层1T'-WTe2体系中探测到了量子自旋霍尔效应. 他们利用背栅电压Vc调控长度为Lc的待测单层条状1T'-WTe2样品, 样品的其他部分通过顶栅电压Vtg实现重掺杂, 以便有效地避免接触电阻的影响(图9(a)). 图9(b)为在不同长度的单层1T'-WTe2中, 电阻差值ΔR随局域背栅电压Vc的变化曲线, 其中ΔR = R(Vc) – R(Vc = –1 V), R(Vc = –1 V)为重掺杂时的电阻. 由图9(b)可知, 随着Vc的降低, 即单层1T'-WTe2从体金属态(掺杂)到体绝缘态(未掺杂)的转变过程中, ΔR逐渐趋于饱和, 阻值接近h/(2e2), 且在Lc < 100 nm的短通道器件中都存在, 如图9(b)图9(c)所示, 说明其为单层1T'-WTe2本征的属性. 考虑到Vc较小时为体绝缘态, 则饱和电阻完全由单层1T'-WTe2的边界贡献, 而样品存在两个边界, 则每个边界的电导约为e2/h, 这与量子自旋霍尔效应的螺旋边界态一致.

      图  9  利用电荷输运测量单层1T'-WTe2的量子自旋霍尔效应[31] (a)基于单层1T'-WTe2器件的示意图. 器件由单层1T'-WTe2、用于封装的hBN、石墨顶栅、8个接触电极, 以及长度不一的一系列局域背栅组成. (b)电阻差值ΔR随局域栅极电压Vc的变化曲线, 其中局域背栅的宽度分别为100, 70 和60 nm. (c)长度依赖的电阻. 在短通道极限下, ΔRs接近于电阻最小值h/(2e2), 这意味着每个边界的电导为e2/h, 满足量子自旋霍尔效应. (d)在垂直磁场下, 边界电导GSVc的变化曲线, 背栅宽度为100 nm. (e)在特定的Vc下, GS随磁场的变化曲线. 电导是否出现饱和取决于费米面的位置. (f) –ln(GS/G0)随μBB/(kBT)的变化. 黑线为线性拟合的结果. 插图: 对于电导不饱和的情况, 在不同温度下测量GS随磁场的变化; (g)边界电导随温度的变化情况. 插图: 不同温度下ΔRVc的变化曲线[31]

      Figure 9.  Observation of quantum spin Hall effect up to 100 K in monolayer 1T'-WTe2 via transport measurements[31]: (a) Schematic of monolayer 1T'-WTe2 encapsulated with hBN. Graphite is applied for the top gate, eight contact electrodes are applied to minimize the effect of contact resistance, and a series of in-channel local bottom gates are applied to study the length-dependent feature. (b) ΔR versus Vc for the gate with the width of 60, 70, and 100 nm. (c) Length dependence of ΔRs. In the short-channel limit, the ΔRs values approach a minimum of h/(2e2), in agreement with quantum spin Hall effect. (d) GS versus Vc under perpendicular magnetic fields for a 100-nm-width gate. (e) GS versus B at specific Vc. The saturation or not of GS depends on the Fermi energy. (f) –ln(GS/G0) versus μBB/(kBT). The black line is a linear fit. Inset: Temperature dependence of GS versus B for the non-saturating curves. (g) Temperature dependence of the edge conductance. Inset: gate dependence of ΔR at various temperatures.

      电阻/电导对外加磁场的响应是证明单层1T'-WTe2具有量子自旋霍尔效应的另一重要手段[31]. 图9(d)为磁场下电导GS = 1/ΔRsRsLc < 100 nm的短通道电阻差值)随局域背栅电压Vc的变化曲线. 从图9(d)可以看出, 随着磁场的增加, 单层1T'-WTe2GS发生明显的衰减. GS随磁场的变化规律可以分为以下两种情况: 当Vc接近–6.44 V时, GS随着磁场的增加呈指数下降, 且即使磁场高达8 T也没有出现饱和的迹象; 而对于其他的Vc值, GS在高磁场下达到饱和, 如图9(e)所示.

      这个现象与量子自旋霍尔效应具有显著的关联. 量子自旋霍尔绝缘效应存在一维螺旋边界态, 其中自旋向上和自旋向下电子对应的能带在Kramers简并点相交, 如图9(e)中插图I所示. 当费米面位于体带隙时, 外加磁场通过塞曼效应有效地破坏了Kramers点的简并度, 使其打开能隙, 如图9(e)中插图Ⅱ所示, 此时的电导不存在饱和值. 进一步测量GS随温度的变化, 可以发现–ln(GS/G0)与μBB/(kBT)存在线性关系(G0为零场下的电导, μB为玻尔磁子, kB为玻尔兹曼常数, T为温度), 通过拟合斜率可得体系的有效g因子为4.8, 满足塞曼效应的规律, 如图9(f)所示. 该结果说明磁场可以通过塞曼效应打开单层1T'-WTe2边界处的能隙, 这是螺旋边界态的直观体现. 此外, 从图9(g)可以看出, 在零磁场条件下当温度升至100 K时, 该量子化的电导仍然存在[31]. 因此, 该实验证实了单层1T'-WTe2表现为高温量子自旋霍尔效应.

    • 第一性原理计算结果表明, 本征单层1T'-WTe2的体能带为半金属[15], 而实验上, 体能带通常表现为绝缘体的性质[27,28]. 目前, 基于单层1T'-WTe2中体绝缘态的物理起源问题有两种主流的观点: 一种是单层1T'-WTe2由于自旋-轨道耦合打开的体能隙为正能隙; 另一种是单层1T'-WTe2由于自旋-轨道耦合打开的体能隙为负能隙, 而费米面附近会出现电子-电子相互作用产生的库仑能隙.

      第一种观点主要是基于ARPES实验结果和大部分的输运实验结果. 2017年Tang等[27]利用ARPES测量单层1T'-WTe2的体能带结构, 发现其由于自旋轨-道耦合而打开的能隙始终为正能隙, 且能隙的正负与电子的填充无关. 同时, 基于电荷输运实验在单层1T'-WTe2中测得量子化边缘态也正是其体能带结构存在正能隙的直观体现[31]. 理论上, 通过考虑单层1T'-WTe2中的电子-电子相互作用, 也同样可计算出其能带结构中的正能隙[27].

      另一种观点主要是基于STM实验结果. 2018年, Li团队[54]利用STS图和准粒子干涉(quasiparticle interference technique, QPI)技术实现对单层1T'-WTe2能带结构的测量. 图10(a)为单层1T'-WTe2中体内的低能STS谱. 可以发现, 在费米面附近存在能隙, 且在接近–60 meV的能量处存在态密度的极小值. 图10(b)为不同能量下的STS图经过傅里叶变换后的结果, 其波矢q = kfki为电子的布洛赫波从初始态ki散射到末态kf的动量变化. 对比图10(c)中给出的单层1T'-WTe2的能带结构可知, 第一布里渊区中心用粉色和红色标注的椭圆分别为导带的带内散射q1和价带的带内散射q4, 它们在高能量时独立出现, 而在低能量时由于发生交叠而同时出现. 在第一布里渊区沿着Y-Γ-Y方向对称的两套椭圆分别为导带的带间散射q2(绿色)和价带-导带的带间散射q3(橘黄色)[54]. 图10(d)为通过QPI技术测得的沿着Y-Γ-Y方向的能量-动量色散关系, 其中, q2q4已在图中用黑线标注[54]. 从图中可知, q3在一定的能量范围内出现, 这意味着由于自旋-轨道耦合引起的狄拉克点简并度的解除并不能完全打开能隙(负能隙), 与基于单电子模型的计算结果一致. 而费米面附近单层1T'-WTe2的绝缘特性来源于多体相互作用. 通过电子掺杂, 发现单层1T'-WTe2的体带隙一直位于费米面, 如图10(e)所示, 这说明该带隙来源于电子间的库仑相互作用. 该实验结果表明, 单层1T'-WTe2由于自旋-轨道耦合, 在能带交叠处会打开负能隙, 而在费米面附近, 由于电子-电子相互作用的存在, 会打开库仑能隙. 考虑到单层1T'-WTe2的晶格结构对其能带结构有显著的影响, 而衬底可以使单层1T'-WTe2的晶格发生微小的拉伸和压缩, 因此, 样品的制备方式的不同(包括MBE和机械剥离技术)和细微晶格结构的差异可能是影响单层1T'-WTe2能带结构的重要原因.

      图  10  利用STS探测单层1T'-WTe2中体绝缘态的物理起源[54] (a)在单层1T'-WTe2体内不同位置的低能STS谱, 红色箭头表示库仑能隙, 蓝色箭头表示局域态密度降低的能量位置; (b)不同能量STS图的傅里叶变换结果; (c)沿着动量Y-Γ-Y方向的能带结构示意图, 其中q1为导带的带内散射, q2为两个导带间的带间散射, q3为导带和价带间的带间散射, q4为价带的带内散射; (d)通过不同能量STS图的傅里叶变换得到的单层1T'-WTe2能量-动量色散关系, 其中黑线为q1, q2, q3带色散; (e)不同浓度K掺杂单层1T'-WTe2得到的STS谱, 费米面处存在库仑能隙

      Figure 10.  STS evidence of the physical origin of the bulk insulator in monolayer 1T'-WTe2[54]: (a) Spatially resolved low-energy STS spectra recorded in the bulk of monolayer 1T'-WTe2. The Coulomb gap and the minimum of local density of states are marked by the red and blue arrows, respectively. (b) The fast Fourier transform (FFT) image of the STS maps at different energies. (c) Band structures of monolayer 1T'-WTe2 along the direction of Y-Γ-Y in the reciprocal space. The corresponding scattering channels of are the intra-band scattering of the conduction band (q1), the inter-conduction band scattering (q2), the inter-band scattering between the valence and conduction bands (q3), and the intra-band scattering of the valence band (q4). (d) Energy-momentum dispersion along the Y-Γ-Y direction. The black lines schematically illustrate the band dispersion of q2, q3, and q4. (e) STS spectra taken on the 1T'-WTe2 surface with different potassium coverage. The Coulomb gap is located at the Fermi energy.

    • 2018年, Sajadi等[36]与Fatemi等[37]通过轻掺杂单层1T'-WTe2体系, 分别实现了将单层1T'-WTe2从二维拓扑绝缘态转变为超导态. 通过将单层1T'-WTe2的上下表面用介电层hBN 封装并引入电极(图11(a)), 可以测得不同温度下, Rxx随电子掺杂浓度ne的变化关系, 如图11(b)所示. 其中, Rxx = dV/dI为四探针法测得的电阻, ne = (ctVt + cbVb)/e为电子掺杂浓度(ctcb分别为顶栅和背栅的电容, VtVb分别为顶栅和背栅的电压). 可以发现, 在当单层1T'-WTe2未被掺杂时, 体系表现为二维拓扑绝缘体的特征; 当电子掺杂浓度ne超过临界值ncrit $ \approx $ 5 × 1012 cm–2时, 电阻急剧下降, 且当温度低于20 mK时电阻可达至0.3 Ω, 这意味着体系中出现了超导态. 图11(c)给出了该调控过程的相图.

      图  11  在单层1T'-WTe2中实现二维拓扑绝缘体-超导相变[36] (a) 基于单层1T'-WTe2器件的光学显微镜图及模型图, 其中单层1T'-WTe2用hBN介电层封装, 并通过石墨引入电极; (b)在不同温度下, Rxx随电子掺杂浓度ne的变化关系; (c)在单层1T'-WTe2中发生二维拓扑绝缘体-超导转变的相图; (d)在不同ne下, Rxx随温度的变化曲线; (e)在高ne时, Rxx随垂直磁场强度的变化关系, 其中插图为T1/2随温度的变化以及B1/2随垂直磁场的变化; (f)在高ne时, Rxx随平行磁场强度的变化关系, 其中插图为T1/2随平行磁场的变化, 虚线为g因子为2时的泡利极限值BP; (g)在不同温度和垂直磁场下, 电导随掺杂浓度的变化曲线, 其中示意图为不同位置单层1T'-WTe2体和边界的到点情况, 其中体态的颜色与相图一致, 边界态用红色表示

      Figure 11.  Realization of phase transition between two-dimensional topological insulating states and superconductivity in monolayer 1T'-WTe2 [36]: (a) Optical image and schematic device structure of monolayer 1T'-WTe2 with encapsulated hBN dielectric layers and two graphite gates. (b) Rxx as a function of electrostatic doping ne under different temperatures. (c) experimental phase diagram of phase transition between two-dimensional topological insulating states and superconductivity in monolayer 1T'-WTe2. (d) Rxx as a function of temperature under different ne. (e) Rxx as a function of perpendicular magnetic field at the highest ne value. Inset: T1/2 as a function of temperature, as well as B1/2 as a function of perpendicular magnetic field. (f) Rxx as a function of parallel magnetic field at the highest ne value. Inset: T1/2 as a function of parallel magnetic field. The Pauli limit BP, assuming g factor of 2, is indicated by the dashed line. (g) Conductance as a function of ne under different temperatures and perpendicular magnetic field. Schematics indicate the state of edge and bulk conduction of monolayer 1T'-WTe2 at different points. The bulk is colored to match the phase diagram, and red indicates a conducting edge state.

      下面将进一步介绍轻掺杂单层1T'-WTe2体系中的超导特性. 图11(d)(f)分别给出了在超导的单层1T'-WTe2中, Rxx随温度T、垂直磁场B、平行磁场B的变化情况. 这里定义T1/2Rxx降低至1 K时Rxx的一半时的温度, B1/2Rxx降低至其一半时的磁场. 从图11(d)可知, 对于所有的ne, Rxx随着温度的升高而下降的过程都是缓慢的, 这是由于二维超导体正常态的电导不会超过e2/h. 图11(c)中的红色圆点为以T1/2为标准给出的超导边界. 同时, 单层1T'-WTe2体系中的超导态也可以被垂直磁场B和平行磁场B有效地抑制[36]. 由图11(e)可得, ${B}_{1/2}^{\perp }\left(T=0\right)\approx 25\;\mathrm{m}\mathrm{T}$, 且超导相干长度约为100 nm; 由图11(f)可得, ${B}_{1/2}^{//}(T= 0) \approx 3\mathrm{T}$.

      此外, 单层1T'-WTe2中二维拓扑绝缘态与超导态在相图上的近邻关系暗示着螺旋边界态与超导态之间可能存在某种关联[23,36,37]. 图11(g)为单层1T'-WTe2在不同温度T和垂直磁场B下, 电导随ne的变化曲线. 在T = 200 mK且B = 0 T的条件下, 当ne较低时, 单层1T'-WTe2体内是绝缘的而边界是导电的; 当ne > 2 × 1012 cm–2时, 电导随着体内逐渐导电而增加; 一旦ne > ncrit, 超导态的出现导致电导快速增加. 而当温度升至T = 1 K时, 超导态不再存在, 因此当ne > ncrit时电导相对于T = 200 mK时降低, 当ne较低时边界电导升高并接近理论值e2/h = 39 μS. 同样地, B = 50 mT的垂直磁场也可以有效地破坏超导态, 导致当ne > ncrit时电导相对于B = 0 T时降低, 这是由于磁场可以通过破坏二维拓扑绝缘体中的时间反演对称性来有效地抑制边界电导. 那么, 如果此时将磁场降为零, 可能会出现超导态和螺旋边界态共存的现象, 这也暗示着体系中存在非常规超导配对和非平凡的拓扑序, 值得进一步探索.

    • 有效调控量子自旋霍尔绝缘体中的体带隙对自旋电子学器件的发展具有重要的意义[24]. 2020年, Zhao等[38]利用STM首次证实应力可以使单层1T'-WTe2从二维拓扑半金属态转变为拓扑绝缘态. 图12(a)(c)给出了在应力的作用下, 单层1T'-WTe2的原子分辨STM图及其STS谱. 从图12(a)(c)可以看到, 当晶格常数不同时, STS谱存在显著的差异, 且在某些特定的应力下, 费米面附近表现出明显的带隙. 图12(d)图12(e)为费米附近的能隙随单层1T'-WTe2晶格常数的变化关系. 从图12(d)图12(e)可以看出, 单层1T'-WTe2长轴(a轴)的压缩或短轴(b轴)的拉伸都可以导致体能隙的增加, 即实现单层1T'-WTe2从半金属到绝缘体的转变[35].

      图  12  利用应力在单层1T'-WTe2中实现绝缘体-半金属相变[38] (a)—(c)在应力作用下, 单层1T'-WTe2的原子分辨STM图及其STS谱; (d), (e)单层1T'-WTe2的体带隙随其晶格常数ab的变化; (f)单层1T'-WTe2随晶格常数ab变化的相图, 其中实验上测得的结果用黑色圆圈标注; (g)理论计算单层1T'-WTe2A边界能带结构, 计算的晶格常数a = 6.33 Å, b = 3.54 Å; (h)垂直于A边界的空间分辨STS谱, 可以看到明显的一维边界态

      Figure 12.  Strain tunable phase transition between topological insulator and semimetal insulator in monolayer 1T'-WTe2[38]: (a)− (c) Atomically resolved STM images and corresponding STS spectra in monolayer 1T'-WTe2 under strain. (d), (e) Energy gap as a function of strains along the a or b directions in monolayer 1T'-WTe2. (f) Phase diagram of monolayer 1T'-WTe2 as a function of lattice constants a and b. Strain conditions acquired from the experimental data are marked by black circles. (g) Calculated edge states along the A edge with the lattice constants a = 6.33 Å, b = 3.54 Å. (h) Spatially resolved STS spectra recorded across the A edge. One-dimensional edge states can be clearly identified.

      这个现象可以用轨道理论来解释[38]: 单层1T'-WTe2的导带和价带分别由W原子的dxz和Te原子的py轨道主导. 在a轴方向上, dxz轨道呈现类似于ddπ*的反键态, 而py轨道呈现类似于ppπ成键态. 当对单层1T'-WTe2施加沿着a轴(b轴)方向的拉(压)应力时, ddπ*和ppπ都变弱, 使得导带的能量降低而价带的能量升高, 进而增强了它们之间的耦合, 导致金属性变强. 然而, 当对体系施加沿着a轴(b轴)方向的压(拉)应力时, ddπ*和ppπ都增强, 使得导带的能量升高而价带的能量降低, 导致它们的能量交叠变少, 直至消失, 实现半金属-绝缘体的相变. 值得注意的是, 利用MBE生长的单层1T'-WTe2的晶格常数通常处于拓扑半金属和拓扑绝缘体的交界处, 且拓扑边界态在应力的作用下是稳定存在的, 如图12(f)(h)所示[38], 这为单层1T'-WTe2中拓扑态的调控带来了便利.

    • 以单层1T'-WTe2为代表的二维TMD材料体系具有丰富的物理性质, 为研究新奇量子物态提供了理想的平台. 本文主要综述了单层1T'-WTe2这一新型二维量子自旋霍尔绝缘体在实验上的最新进展. 量子自旋霍尔绝缘体的必要条件, 包括能带的反转、体能隙的存在、螺旋边界态的存在、边界为e2/h量子霍尔电导、以及该电导对磁场的塞曼响应等, 近年来已被ARPES, STM, STS, MIM和电荷输运等实验手段相继证实. 更进一步, 通过电子掺杂和应力等调控手段, 成功地在体系中引入更多新奇的量子物态, 包括拓扑绝缘体、拓扑半金属、超导等.

      然而, 基于单层1T'-WTe2的基础研究仍面临着很大的挑战, 其中最重要的问题是高质量、大面积单层1T'-WTe2样品的制备工艺尚未成熟. 目前, 量子自旋霍尔效应都是在机械剥离的单层1T'-WTe2样品中实现的, 然而以这种方法得到的薄膜尺寸有限且产量较低, 这大大地限制了其应用. 利用MBE和化学气相沉积技术虽然可以实现大面积单层1T'-WTe2薄膜的可控制备, 但是薄膜的质量依赖于衬底的选择, 且不可避免地会引入缺陷和杂质等, 极大地影响了材料本征的性质. 同时, 单层1T'-WTe2的转移技术尚未成熟, 在转移的过程中不可避免地会对样品造成破坏, 限制了基于单层1T'-WTe2器件的制备与性能测量. 因此, 可控制备高质量、大面积单层1T'-WTe2样品和完善基于二维材料的干法转移技术是亟待解决的问题. 此外, 基于单层1T'-WTe2的物性研究值得更加深入的探索, 例如, 如何利用更简单、更便捷、更可靠的技术实现对其中新奇量子物态的调控; 二维量子自旋霍尔态与超导态等其他物态之间量子序的关联; 是否存在更多新奇的量子物态; 以及相变的微观机理等, 这在低功耗、小尺寸、高可靠性的自旋电子学器件领域具有广泛的应用前景. 更进一步, 如果能在单层1T'相TMD材料中通过近邻效应、离子掺杂等手段引入磁性、超导等物态, 这将对马约拉纳费米子研究、拓扑量子计算等领域的发展具有重大的意义.

参考文献 (59)

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