Смешение муара

Nature, том 620, страницы 756–761 (2023 г.) Процитировать эту статью

8105 Доступов

154 Альтметрика

Подробности о метриках

Сборка Ван-дер-Ваальса позволяет проектировать электронные состояния в двумерных (2D) материалах, часто путем наложения длинноволнового периодического потенциала на кристаллическую решетку с использованием муаровых сверхрешеток1,2,3,4,5,6,7,8, 9. Этот подход твистроники привел к многочисленным ранее неописанным физическим явлениям, включая сильные корреляции и сверхпроводимость в скрученном двухслойном графене10,11,12, резонансные экситоны, зарядовое упорядочение и вигнеровскую кристаллизацию в муаровых структурах халькогенидов переходных металлов13,14,15,16,17,18 и спектры бабочки Хофштадтера и квантовые осцилляции Брауна-Зака в графеновых сверхрешетках19,20,21,22. Более того, твистроника использовалась для модификации приповерхностных состояний на границе раздела кристаллов Ван-дер-Ваальса23,24. Здесь мы показываем, что электронные состояния в трехмерных (3D) кристаллах, таких как графит, могут настраиваться с помощью потенциала сверхрешетки, возникающего на границе раздела с другим кристаллом, а именно, кристаллографически ориентированным гексагональным нитридом бора. Такое выравнивание приводит к нескольким переходам Лифшица и осцилляциям Брауна-Зака, возникающим из приповерхностных состояний, тогда как в сильных магнитных полях фрактальные состояния бабочки Хофштадтера проникают глубоко в объем графита. Наша работа показывает способ управления 3D-спектрами с использованием подхода 2D-твистроники.

На поверхности кристалла его периодическая решетка прерывается и возникают поверхностные состояния с экспоненциальным затуханием волновых функций в глубь кристалла25. Например, накопление поверхностного заряда в полупроводниках приводит к появлению отдельных двумерных подзон, которые можно настраивать с помощью электростатического стробирования. Напротив, в металлах высокая плотность носителей заряда затрудняет наблюдение и контроль поверхностных состояний, поскольку объем шунтирует поверхностную проводимость. Между этими двумя крайностями лежат полуметаллы, такие как висмут и графит, которые имеют настраиваемые поверхностные состояния, которые интересны, но остаются недостаточно изученными. Пленки графита представляют интерес, поскольку они обладают как 3D, так и 2D электронными свойствами, контролируемыми электрическим легированием и внешним магнитным полем B. Примечательно, что графит конечной толщины демонстрирует необычный 2,5-мерный (2,5D) квантовый эффект Холла (КЭХ)26.

В этой статье мы исследуем муаровую инженерию высоконастраиваемых электронных состояний путем выравнивания двух объемных кристаллов: гексагонального графита и гексагонального нитрида бора (hBN). С этой целью мы подготовили гетероструктуры hBN/графит/hBN путем выравнивания тонких пленок графита (толщиной около 5–10 нм) поверх подложки hBN и инкапсулирования стопки другим кристаллом hBN. Если не указано иное, последний, инкапсулирующий hBN, намеренно смещен (подробности см. в разделе «Методы», «Изготовление устройства»). Поскольку постоянные решетки hBN и графита близки, в гетеростопке они образуют муаровую сверхрешетку, периодичность которой определяется несоответствием решетки δ = 1,8% и углом рассогласования θ (рис. 1а). Помимо создания муаровой сверхрешетки, инкапсуляция hBN также сохраняет высокое электронное качество графитовых пленок26,27,28. На рисунках 1a–c показаны схемы и микрофотографии гетероструктур hBN/графит/hBN, изготовленных в устройствах с геометрией Холла и Корбино. В этих устройствах верхний и нижний электростатические затворы использовались для независимого управления плотностью носителей nt и nb на верхней и нижней границах раздела гетероструктуры hBN/графит/hBN. Всего нами было исследовано 11 устройств с графитовыми гетероструктурами (расширенная таблица данных 1).

а. Схема гетероструктурного устройства с графитом (обозначенным Grt), инкапсулированным в hBN, с одним из совмещенных интерфейсов. Здесь несоответствие решеток между графитом и hBN преувеличено для ясности. б,в — Оптические микрофотографии устройств D1 (б) и D3 (в). Масштабная линейка, 10 мкм (б и в). d, Проводимости σxx и σxy как функция плотности носителей, индуцированной нижним затвором, nb, для выровненного устройства D1 и невыровненного устройства D4, измеренные при T = 0,24 К и неквантующем B = 120 мТл. e, линия пересекает расчетное дисперсионное уравнение в плоскости kx–ky SBZ при плотностях носителей (снизу вверх) n (×1012 см–2) = –3,8, –3,6, –2,1, –2,0, 1,9, 2.3, 3.6 и 3.9, сгруппированные парами. Метки A, B, C и D соответствуют областям, выделенным d. Черный пунктирный шестиугольник обозначает границу первой СБЗ, красные кривые обозначают дырку, а синие кривые обозначают разрезы электронной поверхности Ферми. Некоторые линии по углам для ясности продлены до второго SBZ.

35 are distinguishable in Extended Data Fig. 3b). This provides a lower bound on the phase coherence length of greater than about 100 nm. Brown–Zak oscillations can also be interpreted as Aharonov–Bohm interference in a periodic 2D network formed by classic trajectories of electrons drifting around the Fermi contours that are joined by magnetic breakdown tunnelling in the vicinity of Van Hove singularities (see Methods, ‘Conventional interpretation of Brown–Zak oscillations’ and Extended Data Fig. 4). This interpretation enables a convenient conceptual transition into the regime of low-B fields in which we see multiple LTs of the Fermi-surface topology (Fig. 1e) and explains the disappearance of Brown–Zak oscillations for |nb| < 2 × 1012 cm−2./p>

40 nm) were also chosen to eliminate the inhomogeneity of electrostatic potential introduced by a relatively rough metal electrode./p> 1, are related to layer electronic densities nl as/p> |γ2| and never crosses the Fermi level (Extended Data Fig. 1h)./p> 1012 cm−2, and all QHE states can be traced back to nb ≈ 0 as B approaches 0. By contrast, for aligned graphite similar QHE features are also overlaid by oscillations emanating from LTs at |n| ≈ 2.0 and 3.7 × 1012 cm−2 resulting in the diamond-like features in σxx occurring at flux fractions ϕ/ϕ0 = p/q. Comparison of low field conductivity as a function of tuning aligned and non-aligned interfaces in the same device also shows pronounced differences, as shown in Extended Data Fig. 2e,f, where the most visible features occur only at |nb| > 2 × 1012 cm−2, independent of nt doping./p>10) polynomials are insufficient as many oscillatory artefacts are present. Instead, we use a two-carrier Drude model of σxx(B) and σxy(B) and fit both simultaneously to yield carrier densities and mobilities nh = 2.2 × 1012 cm−2, µh = 24,000 cm2 V−1 s−1, ne = 2.8 × 1012 cm−2 and µe = −19,000 cm2 V−1 s−1 for zero gate bias at T = 60 K. This two-carrier model fit, \({\sigma }_{xx}^{{\rm{fit}}}(B)\), is then used to calculate \({\Delta \sigma }_{xx}\left({n}_{{\rm{b}}},B\right)={\sigma }_{xx}\left({n}_{{\rm{b}}},B\right)-{\sigma }_{xx}^{{\rm{fit}}}\left(B\right)\). Oscillations in Δσxx occurring at \({B}_{1/q}\) visible for q ≤ 11 (Fig. 2b and Extended Data Fig. 3a) were cross-examined against raw σxx data to confirm they were not introduced by the subtraction process./p> 1./p>4), because some fraction of gate-voltage-induced charge is sunk into the bulk to support the self-consistent screening potential near the surface (Extended Data Fig. 8b)./p>

Блог