作者简介:乔振华(1983—),男(汉族),中国科学技术大学教授、博士生导师. E-mail: qiao@ustc.edu.cn
中文责编:晨 兮; 英文责编:木 南
1)中国科学技术大学物理系,合肥 230026; 2)中国科学技术大学合肥微尺度物质科学国家实验室,国际量子功能材料设计中心,合肥 230026; 3)中国科学技术大学量子信息与量子科技前沿协同创新中心,合肥 230026; 4)美国德克萨斯大学奥斯汀分校物理系,德克萨斯奥斯汀 78712,美国
Qiao Zhenhua1,2,3,4 and Ren Yafei1,21)Department of Physics, University of Science and Technology of China, Hefei 230026, P.R.China2)ICQD/HFNL, University of Science and Technology of China, Hefei 230026, P.R.China3)Synergetic Innovation Center of Quantum Information and Quantum Physics, University of Science and Technology of China, Hefei 230026, P.R.China4)Department of Physics, University of Texas at Austin, Autin 78712, Texas, USA
condensed matter physics; graphene; quantum anomalous Hall effect; Rashba spin-orbit coupling; exchange field; topological quantum state
DOI: 10.3724/SP.J.1249.2014.06551
量子反常霍尔效应是一种存在于二维电子气中,具有无带隙的手性边缘态但体态绝缘的物理现象.不同于强磁场下量子化朗道能级引起的量子霍尔效应,量子反常霍尔效应可通过引入自旋轨道耦合相互作用以及交换场来实现.作者回顾了量子反常霍尔效应的研究进展,评述了石墨烯中的量子反常霍尔效应.通过理论模型预言在石墨烯体系中引入交换场破坏时间反演对称性,通过考虑Rashba自旋-轨道耦合,可在狄拉克点打开一个拓扑非平庸的量子反常霍尔效应体能隙,进一步分析解释其物理根源.讨论了几种实验原型,尝试通过外部操控在石墨烯中实现量子反常霍尔效应.
Quantum anomalous Hall effect is a physical phenomenon of two-dimensional systems characterized by the insulating bulk states and chirally propagating gapless edge modes. Different from the quantum Hall effect caused by quantized Landau-level due to the strong magnetic field, the quantum anomalous Hall effect can be realized by the joint effect of spin-orbit coupling and local magnetization in the absence of Landau-level. In this paper, we, after briefly introducing the history and current status of the quantum anomalous Hall effect, mainly focus on the graphene which is a famous two-dimensional material possesses intriguing electronic and magnetic properties. We first give a simple theoretical model where the exchange field is present to break the time reversal symmetry and then the Rashba spin-orbit coupling opens an energy gap to realize quantum anomalous Hall effect in graphene. Then we further explain the microscopic mechanism. At last, we discuss several possible experimental prototypes aimed at realizing the quantum anomalous Hall effect in realistic.
1879年,美国物理学家Hall在实验中发现:入射电流由于受到垂直方向磁场洛仑兹力的作用,电子会在横向边界聚集,从而形成一个横向的电势差,这一现象便是著名的“霍尔效应”[1],纵向电流与该横向电势差之比则称为霍尔电导.在二维极限下,强磁场形成的量子化朗道能级导致了霍尔电导的整数量子化效应,即量子霍尔效应[2- 4].其最主要特点是二维体材料本身是绝缘的,但在边界上存在可导电的、单向传输的,且纵向电阻为0的手性边缘态.这些特性均源自二维体材料的拓扑特性.该拓扑特征可用第1类陈数(first Chern number)表征[5].然而,强磁场导致的朗道能级在该效应中并非必需的.1988年,Haldane[6]首次通过在六角蜂窝状晶格体系中引入交错的磁通量(总磁通量为0)发现:在破坏了时间反演对称性后,即使无外磁场存在,也可打开一个非平庸体能隙来实现量子霍尔效应.为区别于传统的强磁场导致的量子霍尔效应,零磁场时形成的霍尔电导量子化的现象被称为量子反常霍尔效应[6-7].在量子反常霍尔效应中,人们通过引入局域磁矩或交换场来破坏时间反演对称性.而交错的磁通量的作用一般通过自旋-轨道耦合作用实现[7-10].由于不需要引入强磁场,该手型边缘态的发现使设计基于量子反常霍尔效应的、无耗散或低耗散的电子元器件成为可能.
在过去的20多年间,虽然在探索如何实现量子反常霍尔效应方面开展了一些研究,但取得的进展非常有限.直到最近几年,尤其是实验上首次成功剥离石墨烯[11]以及发现拓扑绝缘体[12]后,量子反常霍尔效应才开始引起关注,并探索了多种实现该效应的方案[10,13-17].非常有趣的是,基于两套具有相反自旋的量子反常霍尔效应,美国宾夕法尼亚大学的Kane和Mele,以及斯坦福大学的张首晟研究组分别在石墨烯[18]和碲化汞[19]材料中预言了二维拓扑绝缘体和量子自旋霍尔效应,并且后者很快被实验所证实[20].随后,理论及实验上还发现很多材料都可以实现三维拓扑绝缘体[12,21-22].在二维及三维的拓扑绝缘体中,强的自旋-轨道耦合起了非常重要的作用[12].借助于三维拓扑绝缘体中强的自旋-轨道耦合作用,Yu等[9]提出,在三维拓扑绝缘体薄层中掺杂磁性杂质引入交换场来破坏时间反演对称性的方案以实现量子反常霍尔效应.经过大量的材料制备,Zhang等[23]通过掺杂磁性杂质的方法在实验中观测到了量子反常霍尔效应.虽然已可以观测到量子反常霍尔效应,但需要在极低温条件下,离实际应用还有很大距离.因此,寻求常温下的量子反常霍尔效应仍是一个有待解决的难题.
石墨烯作为一种天然的二维材料,由于具有优异电学、磁学性质而引起广泛关注,是实现常温量子反常霍尔效应的一种很有希望的候选材料.本文基于石墨烯的量子反常霍尔效应展开讨论,介绍石墨烯的基本性质,利用一个简单理论模型说明可通过引入交换场和Rashba自旋轨道耦合在石墨烯中实现量子反常霍尔效应,并解释其物理根源和几种可能的实验原型.
石墨烯是由单层的碳原子按照蜂窝状六角晶格结构组成.2004年,Geim研究组[11]首次用胶带成功剥离出石墨烯.独特的六角晶格结构使石墨烯具有线性的狄拉克色散关系[11],并呈现出优越的力、热、光、电学性质[24-25],比如:石墨烯具有非常高的迁移率[11],可实现室温量子霍尔效应[11,26].
另外,由于其独特的狄拉克能谱特性,石墨烯提供了一个非常理想的平台用以研究零磁场下的拓扑电子态.石墨烯具有如下几种自由度:① 电子自旋(自旋向上/向下),如图1(a); ② 动量空间的谷K/K',如图1(b); ③ A/B子晶格赝自旋,如图1(c); ④ 双层石墨烯上下层标记的赝自旋,如图1(d)[24,27].通过外部调控这些自由度,在狄拉克点可以打开体能隙来研究可能形成的各种拓扑非平庸电子态[18,28-30].举例来讲,
1)通过将单层石墨烯按照AB叠放的形式置于六角晶格的氮化硼上,可在石墨烯的AB两种子晶格上诱导出不等的在位能,从而破坏其空间反演对称性,在狄拉克点K/K'处打开一个拓扑非平庸的体能隙,实现量子谷霍尔效应[28].类似的效应也可通过在AB叠放的双层石墨烯中外加一个垂直的电场来实现[29].
2)谷自由度的操控严重依赖于石墨烯超元胞的选择.一般来讲,谷K和K'都是分开的,是个好量子数.然而,在某些特殊情况下,如Armchair型的石墨烯条带,或者3N×3N的超元胞中,谷K和K'在新的布里渊区中被折叠到Γ点,由于谷间散射相互作用从而打开一个可观的拓扑平庸的体能隙[30].
3)Kane等[18]研究发现,次近邻跃迁导致的内禀自旋-轨道耦合作用可以打开一个拓扑非平庸的体能隙,从而实现二维Z2拓扑绝缘体[31],其对应的边缘态如图2所示.不同于量子霍尔效应单向手型传输的边缘态,该拓扑态在边界上存在一对向相反方向运动的携带完全相反自旋的边缘态.由于时间反演对称性的保护,这样的拓扑态对于非磁性的杂质是非常鲁棒的(Robust)[18].然而,利用密度泛函理论的研究发现,石墨烯中的内禀自旋轨道耦合作用极弱[32],在现有实验条件下很难实现该拓扑态.
图2 二维拓扑绝缘体的边缘态示意图[18]
Fig.2 Edge states of 2D topological insulator[18]
幸运的是,除由石墨烯中碳原子本身及其结构特性引起的内禀自旋轨道耦合作用之外,当镜面反演对称性被破坏时,石墨烯中还存在另一种通常被忽视的外禀自旋轨道耦合作用——Rashba自旋轨道耦合[33-34].一般来讲,最容易破坏镜面对称性的方法便是外加垂直于石墨烯平面的电场,然而这种外加电场方法引起的效应通常很弱.相比之下,利用原子吸附[30,35]和金属衬底[36]等外部手段[30,34-40],通过原子级的相互作用(电荷转移)引入的内建电场通常是很强的,可以有效产生并调控强的Rashba自旋轨道耦合,如文献[40]报道:将石墨烯置于金的表面可以诱导出比较强的Rashba自旋轨道耦合.下面介绍如何利用Rashba自旋轨道耦合作用在石墨烯中实现量子反常霍尔效应.
模型及物理根源
基于Kane-Mele模型,利用外禀Rashba自旋轨道耦合效应取代内禀自旋轨道耦合作用,同时引入破坏时间反演对称性的交换场后,石墨烯的哈密顿量在紧束缚模型下可写为
H=-t∑〈ij〉αciαcjα+itR∑〈ij〉αβ(^overe)·(σαβ×dij)ciαcjβ+
M∑iαciασzciα(1)
其中, ciα、 cjα分别为第i个格点上自旋为α的态的产生或湮灭算符; (^overe)为z方向单位矢量; σαβ为自旋初态为α、 末态为β的泡利矩阵; dij为由格点j指向格点i的矢量.第1项为最近邻跃迁的动能项,跃迁能量为t=2.6 eV; 第2项为Rashba自旋轨道耦合作用,强度记为tR; 最后一项即为交换场[10,28].
如图3(a)所示,石墨烯本身在狄拉克点K/K'附近呈现线性色散关系,并且是自旋双重简并的.当引入交换场时,自旋的两重简并被打开,自旋向上和向下的能带反向平移,两种自旋对应的能带相对位移依赖于交换场的强度M, 如图3(b)所示.在此基础上,如果进一步考虑Rashba自旋轨道耦合作用,在自旋向上和自旋向下能带交叉的地方就会发生自旋混合并打开一个能隙,如图3(d)所示.值得一提的是,该能隙是一个全局的体能隙[10].
(a)纯石墨烯的能带结构,其中每条能带都是自旋上下简并的;(b)引入交换场,导致自旋上下能带的劈裂;(c)仅引入Rashba自旋轨道耦合的能带结构,没有能隙出现;(d)引入交换场基础上进一步包含Rashba自旋轨道耦合的能带结构,自旋上下能带的交叉点处被Rashba自旋轨道耦合打开一个全局的能隙
图3 石墨烯在自旋轨道耦合作用和交换场存在情况下的能带图[10]
Fig.3 Energy bands of graphene with Rashba spin orbit coupling and exchange field[10]
全局体能隙的存在意味着体材料是绝缘的.判断绝缘体是拓扑平庸还是拓扑非平庸的,可采用以下两种方法[10]:① 拓扑量子数的表征.对于时间反演对称性破缺的体系,一般通过第1类陈数是否为0来判断其拓扑性; ② 对应的有限宽条带中边缘态的分布与输运性质.
首先,计算第1类陈数C[10]
C=1/(2π)∑n∫BZΩnd2k(2)
其中, Ωn为第n个能带的贝利曲率,对n的求和仅包括带隙下面的能带,即价带,积分区间为第一布里渊区.
为分析陈数C,先探究贝利曲率在第一布里渊区中的分布.图4为所有占据态(价带)的贝利曲率Ω(k)=∑nΩn(k)在第一布里渊区的分布.由图4可见,只有在狄拉克点附近才存在非零的贝利曲率,其余均为0,最关键的是贝利曲率在K点和K'点附近同号,且大小相等,即Ω(k)=Ω(-k). 因此,对第一布里渊区的贝利曲率的积分必定为非零整数.通过数值计算,发现该体系中的第1陈数C=2sgn(M), 即该绝缘态对应的是一种量子反常霍尔效应态.
图4 倒空间中的贝利曲率[10]
Fig.4 Berry curvatures of graphene in first Brillouin zone(a)and along x-axis(b)[10]
接下来进一步分析石墨烯条带中的边缘态的分布[10].Zigzag和Armchair型的条带是石墨烯中最具代表性的两种条带形状.图5(a)和(b)分别显示了Zigzag和Armchair条带的能带结构.可以看到,不论谷K和K'是分开的(Zigzag),还是重叠的(Armchair),这两种形状的条带都存在无能隙的边缘态.通过分析这些边缘态波函数的空间分布及其对应能带的斜率,可知图5(a)同一能量所对应的4个边缘态的传播模式,如图5(c)所示. 比如在上边缘只允许B/D两个电子态从左向右传输,而在下边缘只允许A/C两个电子态从右向左传输,这样的边缘态传输模式即为单向手型传输边缘态,是与非0的第1类陈数紧密相关的——每个边缘上传输的电子通道的数目与陈数的大小对应.
到目前为止,已经知道在石墨烯中引入外禀的Rashba自旋轨道耦合作用和交换场可以打开一个拓扑非平庸的体能隙来实现量子反常霍尔效应.下面通过分析参数tR和M的两种极限,来理解形成量子反常霍尔效应的物理机制[28]:
1)M/tR1. 在该前提下,两个价带都对非零的陈数有贡献,因此都需要考虑.在单层石墨烯中,由于存在电子自旋和AB子晶格赝自旋两种自由度,可将波函数分别投影到这两种自由度对应的基矢下,通过研究不同自由度所携带的拓扑电荷来分析拓扑性的来源.具体投影方法[28]如下:
{〈si〉=〈ψ|1σsi|ψ〉
〈σi〉=〈ψ|σi1s|ψ〉(3)
其中, i={x, y, z}; |ψ〉是4×1的本征波矢.
通过计算两个价带中电子态的自旋或赝自旋取向在K谷和K'谷的分布,可清楚地观察出这些自旋或者赝自旋所对应的自旋织构(spin texture).利用式(4)可严格计算出这些自旋织构所携带的拓扑电荷nT,
nT=1/(2π)dkxdky(kxh^×kyh^)·h^(4)
其中, h^是哈密顿量在(赝)自旋空间的投影.图6列出了不同自旋织构所携带的拓扑电荷.其中,第1个能带(图3(d)第4条能带)在K和K'谷的真实自旋取向平行排列,拓扑电荷为0; 第2个能带(图3(d)第3条能带)在K和K'谷的真实自旋织构形成Skyrmion,且各自携带1个同号拓扑电荷.第1和第2个能带在K的赝自旋形成Meron,分别携带0.5和-0.5个拓扑电荷,恰好相消,在K'谷的情形类似[28].因此,体系总的拓扑电荷仅由第2个能带在K和K'谷的真实自旋贡献,且两个谷的贡献大小相同.
图6 K和K'谷不同的价带电子态的自旋和赝自旋织构[28]
Fig.6 Texture of real spin and pseudospins of different enregy bands in K and K' valleys[28]
通过上述分析,可清楚地了解在M/tR1的极限下,量子反常霍尔效应来源于不同的价带在自旋以及赝自旋空间所携带的拓扑电荷之和.
2)tR/M1. 在强Rashba自旋轨道耦合作用的极限下,计算发现在占据态的两条价带中其实只有一条能带对非零的陈数有贡献,因此,在此极限下可将4×4的谷K点的哈密顿量约化成一个2×2的有效哈密顿量,以分析其物理本源.通过将哈密顿量的基矢变换为{A↑, B↓, B↑, A↓},新的哈密顿量[28]可写为
HK=[M 0 vk_ 0
0 -M 0 vk+
vk+ 0 M -iλR
0 vk_ iλR -M]=[H1 T
T* H2](5)
其中,v=3t/2为费米速度; λR=3tR; k±表示kx±iky; kx, y为动量的x和y方向分量; H1和H2分别表示对角的2×2矩阵.在动量大小k→0时, H1和H2分别对应着低能和高能两部分, T为耦合H1和H2的2×2矩阵,由于耦合能T非常弱.因此,低能能带部分可被约化为如下有效哈密顿量:
HeffK≈H1-TH-12T*=dzσz+dyσy+dxσx,(6)
其中, dz=M(1-(v2)/(λ2R)k2), dy=-(v2)/(λR)(k2x-k2y), dx=2×(v2)/(λR)kxky. 通过比较上述有效Hamiltonian形式与文献[6]中的低能有效哈密顿量,可发现两者非常类似.最关键的是dz项,当k从小变大时,其系数会变号.这一特性正好说明了上述约化的有效模型就是Haldane模型.而且其对应的陈数的符号跟交换场M的符号一致,即C(K)=sgn(M). 类似的,在另一个非等价的谷K'点,其约化后的哈密顿量给出的陈数为C(K')=sgn(M). 因此,在此极限下,体系占据态的价带所对应的总陈数为
C =C(K)+C(K')= 2sgn(M)(7)
前面提出,通过在石墨烯体系中引入Rashba自旋轨道耦合作用和交换场可打开一个拓扑非平庸的体能隙,来实现量子反常霍尔效应.但石墨烯本身不含Rashba自旋轨道耦合作用和磁性,一种最容易同时诱导出上述两种效应的方案便是磁性金属原子吸附[30].为便于研究,通常采取周期性的原子吸附,如在每个4×4的超元胞中吸附一个磁性原子.计算发现,除了金、银、铜等重金属外,其他所有的3d过渡金属原子都喜欢吸附在六角碳环中心(hollow)的位置[30].这种吸附的最大优点在于直接避免了在A/B子晶格上诱导出不同的在位能,从而不会出现由于空间反演对称性破缺导致的量子谷霍尔效应体能隙.
当磁性金属原子吸附在石墨烯表面,磁性金属原子的d轨道与石墨烯的强π键产生杂化,改变磁性原子的d轨道电子及最外层s的电子排布[30],结果是可能引入交换场.比如,对于铁原子,其电子排布由3d64s2重构为3d84s0,虽然重构导致铁原子的磁矩由4 μB变为2 μB,但有限的磁矩仍可通过紧邻相互作用引入交换场.此外,杂化的另一个结果就是吸附的磁性金属原子与石墨烯之间的相当大的电荷转移.转移电荷的空间分布破坏了石墨烯的镜面对称性并使电势在原子尺度变化,引入强的内建电场,从而诱导出一个较强的Rashba自旋轨道耦合作用.
图7 铁原子吸附在4×4的石墨烯超元胞后的能带结构及产生的贝利曲率的分布[30]
Fig.7 Energy bands and Berry curvature distribution of graphene with Fe atoms adsorbed in 4×4 supercells[30]
现以实例验证上述分析.图7(a)展示了铁原子周期性地吸附在4×4石墨烯超元胞后[30],狄拉克点K及K'附近不同自旋能带的劈裂.其中自旋向上和向下的能带分别用红色和黑色表示.在狄拉克点诱导出的交换场可达57 meV.当吸附浓度增大时,该交换场的强度也会同样增大.当体系的自旋轨道耦合作用被考虑后,从图7(b)中可清晰地看到在自旋上下能带(黑色实线,左侧y坐标轴)交叉的地方打开一个能隙.利用式(1)拟合能带图便可估算出杂化诱导出的Rashba自旋轨道耦合作用大概在6~8 meV.图7(b)还显示体能隙下面的占据态所对应的贝利曲率(红色点线,右侧y坐标轴)沿着高对称点的分布.可以看到,在狄拉克点K以及K'点附近的贝利曲率都是相同的,且符号相同,因此,对应的第一布里渊区的贝利曲率之和必然是非零整数,这些结果都与理论模型的预言一致.从而说明在石墨烯中通过吸附3d磁性金属原子是可能实现量子反常霍尔效应的.另外,利用第一性原理计算也发现,在石墨烯中吸附5d磁性金属原子也可实现量子反常霍尔效应.
如前介绍,在石墨烯中通过周期性吸附磁性金属原子可实现量子反常霍尔效应,但在周期性吸附中需避免3N×3N类型的周期性吸附,因为这一特殊类型的吸附会导致谷间散射作用,从而严重影响拓扑态的实现.更重要的是,周期性的要求在实验中很难精确控制,制约了该方案的实现.因此,需引入一种新的吸附方式——磁性原子随机吸附[35].通过这种吸附方式可同时解决上述两个问题.
下面以3×3这一通常需要避免的超元胞出发进行讨论.为便于理解随机吸附是如何减弱谷间作用的,首先看3×3的周期性吸附是如何打开一个平庸的体能隙的[35].图8(a)为3×3的超元胞对应的正格矢.如果不考虑自旋,一个异性原子吸附在3×3的石墨烯超元胞中心位置,其唯一作用便是改变了与吸附原子最接近的6个碳原子的在位能.图8(b)为3×3的超元胞对应的倒格矢在这种特殊的超元胞中,原来1×1的最小元胞所对应的狄拉克点K和K'在3×3超元胞中都被折叠在了Γ点,在位能的改变可以引起谷K和K'间强的耦合,进而打开一个大的能隙,如图9中绿线所示,可清楚地看到在Γ点打开了一个体能隙,且该能隙的大小完全取决于受影响的6个碳原子在位能的大小.
图8 3×3超元胞正格矢和倒格矢示意图[30]
Fig.8 Lattice and reciprocal lattice for 3×3 supercell of graphene[30]
绿实线表示在3×3超元胞中周期吸附原子时的能带结构,
黑虚线表示随机吸附原子后的能带结构
图9 吸附原子对石黑烯能带结构的影响[35]
Fig.9 Influence of adatoms on energy bands of graphene[35]
在此我们来看看随机化吸附对谷间散射作用的影响[35].为便于理解和比较,采用与3×3超元胞周期吸附相同的吸附率(吸附浓度),即每18个碳原子引入1个异性原子.扩大随机分布率方法便是在1个3N×3N的超元胞中随机引入N2个异性原子.通过一系列计算发现,随着N的增大,也就是随机化的增大,由谷间散射作用引起的体能隙呈指数衰减.当N足够大时,有效谷间散射作用便完全消失.不同于谷间散射,交换场和自旋轨道耦合的强度受吸附原子浓度的影响,而对吸附位置不敏感,因此随着随机性增强,打开拓扑平庸体能隙的谷间散射消失,而交换场和Rashba自旋轨道耦合导致的拓扑能隙出现.而如果对于非3N×3N的吸附浓度,随机化不会对体系的拓扑性产生任何影响.
下面通过输运计算举例说明随机吸附对于谷间散射作用、Rashba自旋轨道耦合作用以及交换场共存的影响[35].图 10为一个两端口的电导随能量的关系曲线.其中绿色实心圆形的曲线对应3×3的周期性吸附,此时,由于谷间散射作用强度很大,体系呈现一个拓扑平庸的体能隙,对应一个电导为0的能量区间.当变为随机性吸附之后,对应的黑色空心三角形曲线中出现了一个电导为2 e2/h的无涨落平台.这个无涨落的平台便意味着拓扑的量子反常霍尔效应态在体系中起主导作用,而谷间散射作用的贡献则变为次要或消失.
图 10 随机吸附对3×3超元胞输运性质的影响[35]
Fig.10 Effect of random adsorption on transport properties[35]
上述讨论说明吸附原子的随机分布会严重削弱谷间散射作用,但不会影响真正的拓扑电子态.因此,随机化吸附是实现量子反常霍尔效应等由原子级吸附引起的拓扑相的一种可行方案.
虽然随机吸附已经从很大程度上减小了实验的研究困难,然而,随后的计算以及实验表明,在石墨烯表面吸附的金属原子非常容易形成团簇[41- 42],不利于研究基于石墨烯的电子输运问题.因此,寻找其他替代方案成为研究基于石墨烯量子反常霍尔效应亟需解决的问题.
最近,发现反铁磁绝缘体衬底是一种很有前景的、诱导产生量子反常霍尔效应的方案[36].选择反铁磁绝缘体的原因包括:① 衬底是绝缘的,不会影响电子在石墨烯中的输运; ② 虽然最接近石墨烯的那一层是铁磁的,但相邻的层间又是反铁磁的,可以避免产生强的外磁场从而引起量子化的朗道能级.以铁铋酸为例,研究发现该种衬底可在石墨烯中通过近邻相互作用诱导产生大约70 meV的交换场,但是却只能产生1 meV的Rashba自旋轨道耦合作用,从而使得打开的体能隙很小,仅1 meV左右.
与吸附磁性金属原子相比较可见,虽然磁性绝缘体中与石墨烯相互作用的磁性金属原子的浓度增大很多,但在石墨烯中诱导出的Rashba自旋轨道耦合作用的强度反而减小很多.形成该效应的原因是:在单个原子的吸附中,吸附原子与石墨烯形成了化合键,从而使得它们的间距较小(约0.16 nm); 但在反铁磁的衬底中,石墨烯与衬底的距离约为0.25 nm,由此诱发的内建电场也较弱,因此,这种方案引入的Rashba自旋轨道耦合强度要远小于原子吸附引起的.研究发现,可通过外加一个应力减小石墨烯与磁性绝缘体衬底的间距,从而增强自旋轨道耦合作用.
本文介绍了近年来在石墨烯中研究量子反常霍尔效应的理论进展.指出在石墨烯中,利用交换场来破坏时间反演对称性,通过引入Rashba自旋轨道耦合,可在狄拉克点打开一个拓扑非平庸的体能隙,从而实现量子反常霍尔效应.这种效应是由体系能带的拓扑性决定的,可从拓扑电荷的角度或Haldane模型的角度来理解.基于上述理论模型,提出了几种不同方案,同时引入交换场和Rashba自旋轨道耦合,以期能实现该量子反常霍尔效应其中,最直接的方法便是在特定的超元胞内周期性吸附磁性原子. 为解决周期性吸附在实验上难以精确实现这一难题,提出随机性的磁性原子吸附方案; 但实验中发现,原子在石墨烯表面容易形成团簇,不易实现离散的吸附,这会对石墨烯的输运行为造成较大影响.因此,反铁磁衬底的方案又被进一步提出.但其缺点是石墨烯与衬底耦合较弱,产生的Rashba自旋轨道耦合作用较弱,距离实现室温量子反常霍尔效应仍有一段距离.本研究设想,可从以下2方面入手寻找解决方案:一是设法实现磁性原子离散吸附; 二是通过物理或化学方法增强石墨烯与反铁磁衬底的耦合.为在石墨烯中实现室温量子反常霍尔效应,还需实验上的努力和理论上的进一步发展.
深圳大学学报理工版
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