石墨烯-二硒化钨，最新《Nature》！

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研究背景

电子之间的强相互作用经常导致整个参数空间中对称性破坏阶段的激烈竞争。这种竞争可能因外部干扰而发生重大变化，以牺牲其他相为代价降低其中一相的能量。这种相图修改的一个最近例子发生在魔角扭曲双层石墨烯（BLG）中，其中亚晶格极化以抑制超导性为代价，稳定了每个莫尔单元三个电子的填充附近的Chern绝缘相。

在大垂直电场下，Bernal堆叠双层石墨烯（BLG）具有多个断裂对称的金属相以及磁场诱导的超导性。然而，超导态非常脆弱，仅出现在狭窄的密度窗口中，最高临界温度T_c≈30mK。

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研究成果

美国加州理工学院Stevan Nadj-Perge教授团队报道了WSe₂–BLG中的对称断裂相，并表明了相图被改变使得超导性大大增强。将单层二硒化钨（WSe₂）放置在BLG上，极大地促进库珀配对：超导性在零磁场下出现，表现出T_c的数量级增强，并且出现在宽8倍的密度范围内。将映射BLG-WSe₂中的量子振荡作为电场和掺杂的函数，确定了超导性在正常状态极化的整个区域中出现，其中四分之二的自旋谷占主导地位。平面内磁场测量进一步揭示了，BLG–WSe₂的超导性表现出临界场对掺杂的显著依赖性，超导圆顶的一端大致遵守泡利极限，而另一端则严重违反泡利极限。此外，超导性仅出现在将BLG空穴波函数推向WSe₂的垂直电场中，这表明邻近感应（Ising）自旋-轨道耦合在稳定配对中起着关键作用。该研究为用于工程坚固、高度可调和超清洁石墨烯基超导体的工程设计铺平了道路。

相关研究工作以“Enhanced superconductivity in spin–orbit proximitized bilayer graphene”为题发表在国际顶级期刊《Nature》上。

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研究内容

一、位移场不对称

图1a显示了BLG-WSe₂堆叠，图1b为垂直电位移场（D）下的相应价带。在有限D场中，BLG具有电荷中性处的能带隙、三角扭曲和弱色散带边缘附近的显著范霍夫奇点（VHS）。由于大的态密度，当化学势穿过VHS时，电子之间的相互作用被大大放大。此外，有限的D场基本上使低能电子波函数（图1b插图）朝向顶层或底层以及在不同的子晶格A和B上极化。在零磁场下，纵向电阻Rxx显示了随着∣D∣的增加而出现并彼此分离的峰值或凹陷（图1c）。这些特征可能与Lifshitz跃迁的相互作用以及自旋和谷对称性的破坏有关，类似于hBN封装的BLG的情况。

图1. BLG-WSe₂的相图和零磁场下的超导性

二、零磁场下的超导性

正负D场之间BLG–WSe2相图中最显著的差异是在D＞0时出现了宽超导区域。在hBN封装的BLG中没有观察到类似区域，超导性仅出现在有限的面内磁场中。BLG-WSe₂中零磁场超导性的临界电流表现出非平凡的掺杂依赖性（图1d，e），具有两个不同的最大值（其中较大值达20 nA）。相比之下，在D＜0时，观察到相似的n和∣D∣值具有高度非线性电流相关电阻的不同相位（图1e，f）。该电阻相位被小磁场抑制，且类似于先前报道的零磁场相位。

临界温度Tc随n和D的演变为超导相提供了进一步的见解（图2a-c）。超导圆顶掺杂范围很广（约2×10¹¹ cm⁻²），并且最大Tc约300 mK。图2d说明这里观察到的超导临界温度比hBN封装的BLG中的Tc大一个数量级。此外，相对较高的Tc似乎对D场的微小变化不敏感，进一步证实了超导相的坚固性。图2e，f显示基底温度下的最大临界场B_c⟂≈15 mT，相应的GL相干长度ξ_GL=√[Φ₀/(2πB) ]≈150 nm（Φ₀是超导体磁通量子），和BLG-WSe₂的平均自由程ℓ_mf约为10 μm。因此，超导性位于清洁极限ξ_GL /ℓ_mf<0.02的深处，类似于hBN封装的BLG和菱形三层石墨烯的情况。

图2. 超导相随温度和平面外磁场的演变

三、量子振荡

在D/ε₀=1 V nm⁻¹和−1 V nm^-1下，测量的低场（B_⟂<1 T）量子振荡进一步突出了D场不对称性，这意味着D＞0时超导区内（图3a，c，e）和D＜0时电阻相内（图3b，d，f）有不同的费米表面结构。在D/ε₀=−1 V nm⁻¹时，得到的相图与没有WSe₂的hBN封装BLG上的相图非常相似。在低密度（∣n∣<6×10¹¹ cm⁻²）下，观察到在f_ν=1/12（及其高次谐波）有一个傅里叶变换峰，对应于自旋谷对称相位，具有由三角翘曲产生的12个费米口袋（记为Sym(12)₋）。在进一步的空穴掺杂后，BLG转变到另一个相位，在f^（1）<1/2和f^（2）<1/12处具有两个频率峰值，使得f^（1）+ f^（2）＝1/2。该相可以被识别为自旋谷极化相，记为FP(2，2)₋，具有两种多数（f_ν^（1）<1/2）和两种少数（f_ν^（2）<1/12）。D<0数据与hBN封装的BLG之间的相似性，表明SOC对于D＜0不起主要作用。

在D/ε₀=1 V nm⁻¹（图3c，e）时，波函数向WSe₂强烈极化，可看到一些显著的差异。首先，在低密度下，一个傅里叶频率峰值明显出现在f_ν=1/12以下，表明存在费米表面，其占有率相对于Sym(12)₋较小。将这个相位表示为FP(6，6)₊，具有六个较大和六个较小的费米口袋。这里明显的极化可能源于自旋轨道诱导的带分裂。其次，FP(6，6)₊相和相邻FP(2，2)₊相（有两个大的和两个小的费米口袋）之间的转变发生在较低的空穴密度（∣n∣=5×10¹¹cm⁻²）处。最后，观察到在整个FP(2，2)₊相（除了它与电阻相竞争的小区域）中建立了超导性，在高掺杂侧结束，开始了另一个复杂的极化相，其特征额外频率峰值的出现（图3c，e）。重要的是，在FP(2，2)₊中，对于FP(2，2)₋，发现f_ν^（1）+ f_ν^（2）=1/2。

图3. 超导态的费米表面结构

四、依赖掺杂的泡利极限违背

图4a显示了在D/ε₀=1.1 V nm⁻¹时超导区域的Rxx作为密度n和面内磁场B_‖的函数。当从低密度接近超导电性时，面内临界场B_c‖在分离FP(2，2)₊和FP(6，6)₊的相边界附近迅速达到最大值，然后随着进一步空穴掺杂而缓慢降低。相反，在零B‖场测得的临界温度T_c⁰显示了更为对称的圆顶形状，最大值位于较高的∣n∣处。B_c‖和T_c⁰之间的相互作用表明违反泡利极限（对于g＝2的弱耦合自旋单重态BCS超导体，B_p=1.86 T K^-1× T_c⁰）随掺杂而变化。

图4b显示了在两个代表性密度下，B_c‖/B_p作为温度（T归一化为T_c⁰）的函数，两条曲线都符合T/ T_c⁰=1−（B_c‖/ B_c‖⁰）²。然而，它们显示出不同的泡利破坏比（PVRs）B_c‖⁰/B_p：对于高的（橙色曲线，n=−7×10¹¹ cm⁻²），B_c‖⁰/B_p≈1.5，接近于弱耦合BCS理论预期的比率。紫色曲线（n=−6×10¹¹ cm⁻²）显示B_c‖⁰/B_p≈5，强烈违反泡利极限。总体而言，随着掺杂的增加，PVR从大约6变为1（图4c）。注意，由于样品的可能不完美的面内对准，相位边界处的PVR值表示下限。

图4. 依赖掺杂的泡利极限违背

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结论与展望

石墨烯基系统中的超导性质（莫尔和晶格）一直是持续的难题。可以注意到，BLG-WSe₂和moiré石墨烯超晶格（有或无WSe₂）之间的普遍相似性，因为在这两个系统中，超导性似乎与对称性破坏状态密切相关，其中四分之二的自旋谷占主导地位。需要进一步努力以解决石墨烯系统中不同超导相之间明显区别的根源。最后，诱导自旋轨道耦合（SOC）以及其他参数（如虚拟隧穿）取决于WSe₂（或其他过渡金属二醇化物）和石墨烯的相对取向，因此是可调的，为进一步探索提供了丰富的前景。

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文献链接：

https://www.nature.com/articles/s41586-022-05446-x