Phase ferromagnétique polarisée en spin dans le graphène sur un diélectrique à k élevé. (A) Dans la phase ferromagnétique du graphène à charge neutre, l'état de symétrie brisée du niveau de Landau zéro à moitié rempli est polarisé en spin et occupe les deux sous-réseaux du réseau en nid d'abeille, comme indiqué dans l'encart. La dispersion des bords résulte de combinaisons linéaires des états d'isospin en vrac, qui se dispersent sous forme de branches semblables à des électrons et à des trous, produisant une paire de contre-propagatifs, canaux de bord hélicoïdaux filtrés par spin à la neutralité de charge. Les flèches rouges et bleues représentent la polarisation de spin des sous-niveaux. (B) Schéma d'un réseau de graphène avec des canaux de bord hélicoïdaux se propageant sur le bord du fauteuil cristallographique. (C) Schéma du dispositif de graphène encapsulé dans hBN placé sur un substrat SrTiO3 qui sert à la fois d'environnement à constante diélectrique élevée et de diélectrique de porte arrière. En raison de la constante diélectrique considérable (er ~ 10, 000) du substrat SrTiO3 à basse température et de l'espaceur ultrafin hBN (2 à 5 nm d'épaisseur), L'interaction de Coulomb dans le plan du graphène est sensiblement tamisée, résultant en une modification de l'état fondamental de Hall quantique à la neutralité de charge et l'émergence de la phase ferromagnétique avec transport de bord hélicoïdal. La vue agrandie montre les couches atomiques de l'assemblage de graphène van der Waals encapsulé dans du hBN et la structure atomique de surface de SrTiO3. Crédit: Science , doi:10.1126/science.aax8201
Les matériaux qui présentent des phases topologiques peuvent être classés par leur dimensionnalité, symétries et invariants topologiques pour former des états de bords conducteurs avec des propriétés particulières de transport et de spin. Par exemple, l'effet Hall quantique peut survenir dans des systèmes électroniques bidimensionnels (2D) soumis à un champ magnétique perpendiculaire. Lorsque des caractéristiques distinctes des systèmes de Hall quantique sont comparées à des isolants topologiques (TI) symétriques à inversion de temps (entropie conservée), ils semblent s'appuyer sur les interactions coulombiennes entre les électrons pour induire une multitude d'interactions fortement corrélées, phases projetées topologiquement ou par symétrie dans une variété de systèmes expérimentaux.
Dans un nouveau rapport maintenant sur Science , Louis Veyrat et une équipe de recherche en science des matériaux, l'optique quantique et l'optoélectronique en France, La Chine et le Japon ont réglé l'état fondamental du graphène au niveau zéro de Landau, c'est-à-dire des orbitales occupées par des particules chargées avec des valeurs d'énergie discrètes. En utilisant un criblage approprié de l'interaction de Coulomb avec la constante diélectrique élevée d'un titanate de strontium (SrTiO
Isolateurs topologiques (TI), c'est à dire., un matériau qui se comporte comme un isolant à l'intérieur mais conserve un état de surface conducteur, avec un nombre de Chern nul sont apparus comme des isolants topologiques à effet Hall quantique (QHTI) résultant des niveaux de Landau en interaction à plusieurs corps. Ils peuvent être représentés comme deux copies indépendantes de systèmes de Hall quantique avec une chiralité opposée, mais le système expérimental est en contradiction avec le scénario décrit, où un fort état isolant est observé lors de l'augmentation du champ magnétique perpendiculaire en charge neutre, dispositifs au graphène à haute mobilité.
Appareils au graphène. Images optiques de divers échantillons. Les lignes rouges soulignent les bords des flocons de graphène encapsulés dans du hBN. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aax8201
La formation expérimentale de la phase ferromagnétique (F) (phase F) dans le graphène est donc potentiellement entravée par de telles interactions électron-électron et électron-phonon à l'échelle du réseau. Pour surmonter cela, les scientifiques avaient précédemment appliqué une composante de champ magnétique dans le plan très forte supérieure à 30 Tesla pour surpasser les interactions anisotropes, permettant à la phase F d'émerger expérimentalement dans le graphène. Dans une autre stratégie, ils ont utilisé des bicouches de graphène hébergeant deux états de Hall quantique différents de types de porteurs de charge opposés, mais ils souffraient d'un champ magnétique trop fort et incliné ou d'une complexité d'assemblage de matériaux. Par conséquent, dans ce travail Veyrat et al. utilisé une approche différente pour induire la phase F dans le graphène monocouche. Au lieu d'amplifier l'énergie Zeeman ou l'effet Zeeman, c'est-à-dire de diviser une raie spectrale à l'aide d'un champ magnétique pour surmonter les interactions anisotropes, ils ont modifié les interactions à l'échelle du réseau par rapport aux interactions de Coulomb pour restaurer le rôle dominant des termes de polarisation de spin et induire la phase F.
Effet Hall de spin quantique à faible champ magnétique. (A) Résistance à deux bornes R2t en unités de h/e2 de l'échantillon BNGrSTO-07 par rapport au champ magnétique et à la tension de la grille arrière mesurés à 4 K. En plus des plateaux de Hall quantique standard aux fractions de remplissage n =1 et 2, la résistance présente un plateau anormal autour du point de neutralité de charge entre B =1,5 et 4 T, délimité par les pointillés noirs et la flèche à double pointe, qui signale le régime de l'effet QSH dans cet échantillon. La valeur de la résistance à ce plateau est h/e2 et est codée par couleur blanche. Le schéma en médaillon indique la configuration des contacts. Les contacts noirs flottent. Les flèches rouges et bleues sur les canaux à bords hélicoïdaux indiquent le sens du courant entre les contacts, et A indique l'ampèremètre. (B) Conductance à deux bornes G2t =1/R2t en unités de e2/h par rapport à la tension de la grille arrière extraite de (A) à différents champs magnétiques. Les premiers plateaux de conductance de l'effet Hall quantique à 2e2/h et 6e2/h sont bien définis. Le plateau QSH de conductance e2/h émerge clairement à une neutralité de charge autour de Vbg =0 V. (C) Résistance au point de neutralité de charge (CNP) versus champ magnétique pour l'échantillon BNGrSTO-07 (points rouges) extrait de (A) et de l'échantillon BNGrSTO-09 (points bleus). Ce dernier échantillon a un espaceur hBN épais et présente une forte magnétorésistance positive à faible champ magnétique divergeant vers l'isolation; l'échantillon avec le mince espaceur hBN (BNGrSTO-07) montre un plateau QSH qui persiste jusqu'à ~4 T, suivi d'une augmentation de la résistance à un champ magnétique plus élevé. W, ohms. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aax8201
Pour ça, ils ont utilisé du titanate de strontium paraélectrique quantique (SrTiO
Transport de bord hélicoïdal non local. (A) Résistance à deux bornes par rapport à la tension de la grille arrière mesurée à 2,5 T et 4 K pour différentes configurations de contact schématisées en (B). L'encart montre une image optique de l'échantillon mesuré BNGrSTO-07. La barre d'échelle est de 4 mm. Chaque configuration de contact donne une résistance à la neutralité de charge atteignant les valeurs attendues pour le transport de bord hélicoïdal, qui sont indiqués par les lignes pointillées horizontales. (B) Schémas des configurations de mesure. Les contacts noirs flottent. Les flèches rouges et bleues sur les canaux de bord hélicoïdaux indiquent la direction du courant entre les contacts. (C) Résistance à deux bornes, R2t, en bleu et non local, résistance à quatre bornes, RNL, en rouge par rapport à la tension de la grille arrière dans la configuration de contact indiquée dans le schéma en médaillon. Dans le schéma, V indique le voltmètre. (D) Résistance au CNP, Vbg =0 V, dans la même configuration de contact qu'en (C) en fonction du champ magnétique. Le plateau hélicoïdal est observé pour les résistances à deux et quatre bornes entre 1 T et environ 6 T. Crédit :Science, doi:10.1126/science.aax8201
Pour étudier la robustesse du transport de bord hélicoïdal, l'équipe a mené des études systématiques de sa dépendance à la température et au champ magnétique. Le SrTiO
L'équipe a ensuite démontré le rôle clé du SrTiO
Diagramme de phase du transport de bord hélicoïdal. (A) Résistance à deux bornes de l'échantillon BNGrSTO-07 par rapport à la tension de la grille arrière mesurée à différentes températures et à un champ magnétique de 4 T. La tension de la grille arrière est renormalisée pour compenser la dépendance à la température de la constante diélectrique du substrat. (B) Résistance à deux bornes au CNP pour les mêmes données qu'en (A). L'encart montre la configuration de contact utilisée en (A) et (B). (C) Résistance à deux bornes au CNP par rapport au champ magnétique et à la température pour une configuration de contact différente indiquée dans l'encart. La résistance montre un plateau à la valeur attendue pour le transport de bord hélicoïdal (2 3 h e2 , code couleur jaune clair) sur une large plage de températures et de champs magnétiques, C'est, jusqu'à T =110 K à B =5 T. Les étoiles indiquent les paramètres auxquels le transport des bords hélicoïdaux a été vérifié en mesurant différentes configurations de contact. (Les étoiles vertes indiquent un transport de bord hélicoïdal quantifié, et les étoiles rouges indiquent un écart par rapport à la quantification au CNP.) La courbe en pointillés est un guide pour l'œil montrant les limites approximatives du transport de bord hélicoïdal quantifié de la phase F. (D) Schéma de la dispersion de bord des états de symétrie brisée du niveau zéro de Landau montrant l'ouverture d'un écart au bord. (E) Énergie d'activation au point de neutralité de la charge par rapport au champ magnétique mesuré dans les échantillons BNGrSTOVH-02 (points rouges) et BNGrSTO-09 (points bleus), qui ont des espaceurs hBN de 5 et 61 nm, respectivement. Les lignes en pointillés sont un ajustement linéaire pour BNGrSTOVH-02 et un ajustement de la dépendance pour BNGrSTO-09. Le préfacteur α =64 KT−1/2 correspond à un écart sans désordre, et l'interception décrit l'élargissement du désordre des niveaux de Landau, ce qui est cohérent avec la mobilité de l'échantillon. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aax8201
De cette façon, Louis Veyrat et ses collègues ont démontré la phase ferromagnétique (F) dans le graphène tamisé. La configuration a émergé à de faibles champs magnétiques comme une phase topologique induite par interaction prototypique avec un transport de bord hélicoïdal robuste. Les excitations de bord étaient accordables avec des champs magnétiques pour étudier les modes à énergie nulle dans des architectures à proximité de supraconductivité. La méthode d'ingénierie de criblage de substrat était accordable en raison de l'épaisseur de l'espaceur hBN utilisé dans l'étude, l'équipe s'attend donc à ce que les états fondamentaux et les propriétés optoélectroniques d'autres systèmes 2D corrélés soient aussi fortement influencés par leur environnement diélectrique.
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