上海交通大学考研，上海交通大学考研分数线
▲第一作者：朱朕、Michał Papaj
通讯作者：郑浩（上海交通大学）、傅亮（美国麻省理工学院）、贾金锋（上海交通大学）
DOI: 10.1126/science.abf1077
背景介绍
一个足够大的超电流可以通过有限库珀对动量引起的准粒子能量的多普勒频移来关闭超导体中的能量间隙，从而产生无间隙的准粒子。然而，实验和计算证明，在这种无间隙超导状态中，零能量准粒子驻留在部分正常状态费米表面上，而其余的费米表面仍然是有间隙的。虽然通过对d波和s波超导体的隧穿和比热测量，已经证实了超流诱导的无间隙准粒子(称为volovik效应)的存在，但载流超导体的费米面并未被直接观察到。Bogoliubov准粒子的“分段费米面”的检测需要具有能量和动量分辨率的光谱技术。此外，关闭超导间隙所需的超电流通常大于超导体切换到电阻状态时的衰减电流。由于普通超导体库珀对动量足够大时，产生准粒子的同时，库珀对也会破裂而失去超导，因此要观察到这个“分段费米面”实验上非常困难。
本文亮点
1. 本工使用分子束外延技术在超导体NbSe2表面精确的生长了拓扑绝缘体Bi2Te3薄膜，并使用准粒子干涉对Bi2Te3薄膜的场控费米表面进行成像。本工作用一个很小的水平磁场在NbSe2表面上产生一个较小的超导电流，这时Bi2Te3表面态中库珀对动量已经足够产生准粒子，并导致分段费米面的出现。
2. 本工作识别出不同的干涉图案，表明具有分段费米面的无间隙超导态。
3. 本工作的实验结果揭示了有限库珀对动量对准粒子谱的强烈影响。Bogoliubov准粒子分段费米面的观测为进一步STM研究非常规超导体中的对密度波和FFLO态开辟了途径。
图文解析
▲图1. 邻近Bi2Te3薄膜的形貌和表征
要点：
1、本工作表明在超电流存在下，超导体中的库珀对获得有限动量。这种库珀对动量q导致了Bogoliubov准粒子激发能量的多普勒频移。这个多普勒频移改变了平行或反平行于超流运动的准粒子的能量，但不影响垂直方向运动的准粒子，导致各向异性的准粒子能量色散。
2、图1B显示了具有圆形费米面的正常状态系统的示意图。超电流降低了平行于它运动的准粒子的能量。当电流足够大时，零能量准粒子首先出现在电流方向上的法向费米面段上。随着磁场增大，库珀对动量也在提高，超导能隙内准粒子越来越多，表明超导体中分段费米面逐渐产生。
3、随着电流的增加，这些零能量准粒子的动量空间轮廓增大，形成香蕉状，并在E=0处形成有限的态密度。同时，由于多普勒频移能量还没有克服那里的超导能隙，正常态费米面的其余部分仍然保持完全能隙。
4、本工作选择的平台由Bi2Te3薄膜组成，它是典型的拓扑绝缘体(TI)，通过分子束外延生长在块体晶体NbSe2 (s波超导体)的顶部。如之前的扫描隧道显微镜(STM)测量所示，来自NbSe2的超导邻近效应在零场下诱导了Bi2Te3中的间隙。这种材料组合为创建和检测无间隙超导状态提供了理想的协同作用。NbSe2是一种干净的s波超导体，具有大的超导间隙和超过100 nm的长伦敦穿透深度λL。重要的是，这意味着小的面内磁场可以在表面上产生大的屏蔽电流和库珀对动量，而不会在测量区域中引入涡流。
▲图2. 平面内磁场作用下Bi2Te3/NbSe2表面的态密度
要点：
1、本工作利用准粒子干涉(QPI)技术，在实空间探测到了驻波，并通过傅里叶变换证实了在零能上费米面的产生。本工作将面内磁场应用于薄膜并测量微分电导(dI/dV)以研究无间隙超导状态。
2、本工作发现间隙内频谱还取决于场方向，间隙内频谱在相同磁场下无特征，显示硬间隙，相干峰仅发生最小变化。此外，这些观察结果与铝或铅等传统超导体的隧道光谱形成鲜明对比，其中磁场也导致超导间隙以无特征的方式填充，磁性杂质也是如此。
3、为了了解观察到的隧道光谱的微观起源，本工作对各种场致库珀对动量的状态密度进行了理论计算。本工作发现新产生的费米面是由非超导Bi2Te3费米面的一部分组成，而且其形状和取向可以由外加磁场的强度和方向决定，完全符合理论预言的超导体分段费米面的特征。塞曼效应作为这些效应的起源可以排除，因为在20 mT关闭超导间隙所需的塞曼能量为25 meV/T，远高于各种拓扑材料中的预期值。另一方面，由NbSe2的费米速度和伦敦穿透深度估算的20 mT场处由于屏蔽电流引起的多普勒频移能量与零场下Bi2Te3近似表面上的实测间隙接近。因此，观察到的间隙特性是超电流诱导的准粒子的结果。
▲图3. 平面内磁场六种不同方向的实和动量空间准粒子干涉图
▲图4. 分段费米曲面的准粒子干涉图
要点：
1、本工作给出了Bext=40 mT时沿高对称方向磁场的六个不同取向的零能实空间和动量空间图像对。在真实的空间图像中，本工作观察到了一维的驻波图案，其取向随磁场方向而变化。当磁场沿ΓK方向施加时，在垂直于ΓM方向上有两个亮段，而剩下的四个亮段被强烈抑制。当场沿ΓM定向时，对应的两段为暗段，而其他四段为亮段。
2、本工作发现，这些QPI图样可以直接从平面内磁场作用下超导态的分段费米面的图中理解。由于方向相关的破对效应，只有一部分正常态费米面变得无间隙，因此只有位于这个无间隙段的热点被激活，以零能量进行散射。
3、为了说明这一点，图4中G→I分别给出了正常态、超导态随磁场沿ΓK变化的谱函数，以及超导态随磁场沿ΓM变化的谱函数。在正常态下，本工作看到一个六边形翘曲的轮廓，它在QPI模式(图4A)中产生了6个对称的片段，这些片段与相邻尖端热点之间的散射有关。在零场的超导态中，由于硬间隙，没有费米面。然而，由于准粒子态填充了间隙，费米面在Bext=40 mT处重新出现。然而，这个新的费米面仅由正常状态费米面的部分组成，其大小和位置由场强和方向控制。在分段费米面上的可用热点之间的散射导致了观测到的QPI图样(图4 , B和C)中的亮段。相比之下，带隙的热点不能参与准粒子散射过程，导致相应波矢处的QPI强度受到抑制。
4、有趣的是，分段费米面上Bogoliubov准粒子之间的散射强烈依赖于超导相干因子。零场下起源于E>0和E<0分支的零能准粒子分别是电子态和空穴态的对称和反对称叠加。在非磁性杂质存在的情况下，两个相反分支之间的散射被增强，而每个分支内部的散射被破坏性地抑制。
原文链接：
https://www.science.org/doi/10.1126/science.abf1077
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