最美“科研爱情”，夫妻携手，6年第10篇Nature!

今天要给大家介绍一对科研伉俪，他们是康奈尔大学的麦健辉（Kin Fai Mak）教授和单杰教授。目前，这两位杰出的学者均在康奈尔大学从事研究工作。他们的主要研究领域涉及探索原子级薄材料及其异质结构中的新物理现象，包括光谱学、二维量子材料及其异质结构、固体中的Berry曲率效应、二维超导和激子凝聚、磁性以及强相关物理学等方面。截至目前，他们已经在多个重要学术期刊上发表了许多杰出的研究成果，其中包括10篇在《Nature》上发表的研究论文以及30余篇发表在《Nature Materials》、《Nature Nanotechnology》、《Nature Physics》和《Nature Photonics》等大子刊上的重要研究论文。

单杰教授（左）和麦健辉教授（右）

2024年10月30日，他们的研究成果再次发表在《Nature》上，下面，小编就带大家来了解一下他们的最新成果。

扭曲双层 WSe2 中的超导

莫尔材料（Moire materials）是一类具有特定叠加结构的材料，通常由两层或多层二维材料（如石墨烯、过渡金属二硫化物等）以特定角度叠加而成。因其独特的几何结构，莫尔材料展现出许多有趣的物理特性，这些特性与单层材料截然不同。莫尔材料已经能够实现由与平带相关的强相关性驱动的平电子带和量子相。超导性已被观察到，但仅限于石墨烯莫尔材料。除了石墨烯之外，莫尔材料（例如半导体莫尔材料）缺乏强大的超导性仍然是一个谜，并挑战了我们目前对平带超导性的理解。

在这里，康奈尔大学的麦健辉（Kin Fai Mak）教授和单杰教授课题组报告了在 3.5° 和 3.65° 扭曲双层二硒化钨 (WSe2) 中观察到的鲁棒超导性，该双层二硒化钨具有六角形莫尔晶格。超导性出现在半带填充和零外部位移场附近。在这两种情况下，最佳超导转变温度约为 200 mK，约占有效费米温度的 1-2%；后者与高温铜酸盐超导体的值相当，表明强配对。超导体与半带填充下方和上方的两种不同金属接壤；通过调整外部位移场，它会连续过渡到相关绝缘体。观察到的处于库仑感应电荷局域边缘的超导性表明其根源在于强电子相关性。相关成果以“Superconductivity in twisted bilayer WSe 2”为题发表在《Nature》上，Yiyu Xia,和Zhongdong Han为共同一作兼共同通讯。

图1a显示了本研究所用的双栅极tWSe 2器件示意图，支持形成六边形莫尔晶格（图1b）。顶、底栅极由六方氮化硼和石墨层构成，独立调节孔莫尔填充因子ν和垂直电场E。顶栅限定器件沟道，钯（Pd）分裂栅防止平行沟道导电。Pt接触电极和Pd接触栅用于实现低温欧姆接触，接触电阻介于10kΩ至40kΩ之间。图1c展示了3.65° tWSe2在E=0时的前两个莫尔价带的电子能带结构，这些能带由单层WSe2的自旋谷锁定的电子态构成，仅示例显示了K谷。两个莫尔带的陈数为+1，在高电场下可过渡至非拓扑带（图1d）。图1d显示了费米能级的电子态密度（DOS），E=0时，DOS在ν=0.75处显示范霍夫奇点(vHS)，由莫尔布里渊区m点的鞍点导致。图1e显示10K时的纵向电阻R图，反映出E=0附近的大电阻区，多个相关绝缘态（ν = 1/4、ν = 1/3和ν = 1）在图中清晰可见。进一步降温至50mK（图1f）后，R图特征更显著，形成的条带显示出半带填充（ν = 1）相关绝缘态中电阻消失的现象，图1d与图1f的表现一致，支持了对vHS位置的分配。

图 1：tWSe2 的电子结构

半带填充超导

在图2中，作者放大了填充因子ν=1和电场E=0附近的相空间，并用虚线标示出50 mK下的零电阻区域（图2a）。该零电阻状态与设备的测量配置无关，且在经历超过十次热循环后仍然稳定。然而，该状态对热和磁场敏感，在300 mK（图2b）或50 mK下施加50 mT外磁场（图2c）时会被淬灭。此外，零电阻态在ν=0.75和E=0附近与范霍夫奇点（vHS）无关，并位于两种不同金属态的边界上。

图 2：半带填充周围的零电阻区域

作者研究了绝缘体顶端零电阻态在偏置电流I、温度T和磁场B下的响应（图3）。图3a显示了在B = 0 T下微分电阻dV/dI随温度和偏置电流的变化情况；当温度低于约180 mK（图3b虚线）时，需超过临界电流才能打破零电阻态，50 mK下该值约为5 nA。随着温度上升，临界电流逐渐减小。图3c展示了零偏压电阻随温度的变化，显示出250 mK左右的下降，并在180 mK时达到零电阻。磁场下的响应（图3d-f）也显示，随着B增大，零电阻临界场BC1约为6 mT。零电阻状态在更高的临界场BC2（约80 mT）上转变为正常态，且在此间电阻随磁场线性增加。通过BKT分析，作者确定了库珀对开始配对的温度TP（约250 mK）和准长程相干性温度TBKT（约180 mK），表明二维超导行为。实验数据支持BC1和BC2分别对应零电阻态和有限电阻态的临界场，并与二维晶体超导体的移动涡流特征一致。

图 3：半带填充时的超导性

超导体的掺杂依赖性

作者研究了超导态对掺杂的依赖性，特别是绝缘体上端附近的情况。图4a展示了B = 0 T时电阻R随温度T和填充因子ν的变化，仅在ν = 1附近观察到超导性。最佳TBKT在ν ≈ 1处略低于200 mK（图4a中蓝色和橙色符号）。在ν = 1两侧的状态均为金属态。图4d表明，当填充因子超过1时，金属态表现出费米液体行为，并定义相干温度Tcoh作为该行为偏离10%的温度。填充因子从上方接近1时，Tcoh快速下降，准粒子有效质量随之增大（图4d插图）。在ν = 1以下的金属态和超导体的正常态与费米液体不兼容，并表现出在高温T下的电阻峰值（图4b, c），T分界了相干和非相干传输区域，并作为有效费米温度TF的量度。ν = 1时T*约为10 K，远低于单粒子TF（约100 K，图1c）。结果表明，超导体的正常态来自贫金属，其接近因强电子相关性导致的电荷局域化边缘。

图 4：超导态的掺杂依赖性

超导体-绝缘体转变

在填充因子ν = 1附近，通过电场调控的超导体-绝缘体转变表明了超导体正常态的电荷局域特性。图5a显示了电阻R随温度T和电场E的变化，高于约4 K时的曲线趋于一致，临界电场EC ≈ 11.7 mV nm −1处则出现显著的转变，电阻RC在此处表现出最弱的温度依赖性（图5b）。图5c显示了EC附近电阻曲线的归一化收敛和分散情况。通过对不同E处的绝缘态热激活间隙T0进行缩放处理，电阻曲线被分为两组，其中超导侧和绝缘侧曲线分别缩放得当。超导侧温标TBKT和TP在E接近EC时逐渐消失，这种温标和能量尺度的减弱以及电阻曲线的收敛表明，超导体-绝缘体转变是一种由电场诱导的连续量子相变。

图 5：超导体到绝缘体的转变

小结

在3.5°和3.65°扭曲角的tWSe 2中观察到了显著的超导性，其特性具有研究价值。首先，超导性仅出现于层杂化区域内，这一特性使具有可调节能带的TMD莫尔系统成为研究量子几何在超导中的作用的理想平台。其次，超导性强烈局限于填充因子ν = 1附近，远离范霍夫奇点vHS（在E = 0附近的ν ≈ 0.75）。通过调节电场E，超导体逐渐转变为相关绝缘体，与石墨烯莫尔系统中超导通常通过掺杂实现的现象不同。第三，超导体的正常态是一种强相关金属，最小有效费米温度TF ≈ T*接近局域化边缘，并且在ν = 1上下接壤两种不同的金属态：ν > 1时表现为费米液体，ν 

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