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博文

编辑推荐 | 2020年第2期

已有 655 次阅读 2020-2-20 17:58 |系统分类:论文交流

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封面文章

硅(001)图形衬底上锗硅纳米线的定位生长

高飞,冯琦,王霆,张建军

物理学报.2020, 69(2): 028102


纳米线的定位生长是实现纳米线量子器件寻址和集成的前提。文章 结合自上而下的纳米加工和自下而上的自组装技术,通过分子束外延生长方法,在具有周期性凹槽结构的硅 (001) 图形衬底上首先低温生长硅锗薄膜,然后升温退火,实现了有序锗硅纳米线在凹槽中的定位生长,锗硅纳米线的表面晶面为 (105) 晶面。详细研究了退火温度、硅锗比例及图形周期对纳米线形成与否,以及纳米线尺寸的影响。


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图1 (a) 硅衬底上有序锗硅纳米线的 AFM 图;(b) 单根锗硅纳米线的 AFM 图; (c) 单根纳米线的表面线扫描图, 图中标尺均为500 nm

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图2 不同周期图形衬底上锗硅纳米线的表面AFM图  (a) 周期为 2 μm; (b) 周期为 500 nm


同行评价

半导体量子点量子器件和量子计算研究是当前国际热点研究方向也是国际战略研究领域。量子比特器件的性能提升和多量子比特扩展是半导体量子计算研究的两个核心任务。张建军等在2012年实现了一种新的将锗点长成锗硅纳米线的生长方法,该方法生长出的纳米线结构在空穴型量子比特器件制备、比特操控和其与超导谐振腔耦合等方面做了一系列创新性工作,扩展了自旋比特量子计算研究新的材料体系。高飞等在此基础上,为纳米线量子点可实现多量子比特扩展尝试纳米线的定位生长,该文章创新性的设计了一种图形衬底锗硅纳米线的生长方法,实现了锗硅纳米线的定位生长,硅锗纳米线的表面晶面为(105)晶面,进一步详细研究了退火温度、硅锗的比例以及图形周期对纳米线形成与否以及对纳米线尺寸的影响并给出相应生长机理的解释。


特邀综述

拓扑材料中的超导

顾开元,罗天创,葛军,王健

物理学报. 2020, 69 (2): 020301


近来,人们在凝聚态体系中发现了由拓扑不变量定义的物相,其中最重要的有拓扑绝缘体、拓扑半金属和拓扑超导体等。这些物相的拓扑性质由非平凡的拓扑数描述,相应的材料称为拓扑材料,具有诸多新奇的物理特性。其中拓扑超导体由于边界上有满足非阿贝尔统计的Majorana零能模,成为实现拓扑量子计算的主要候选材料。除了探索本征的拓扑超导体外,由于拓扑性质上的相似性,在不超导的拓扑材料中调制出超导自然成为了实现拓扑超导的重要手段。目前,人们发展了栅极调制、掺杂、高压、近邻效应调制和硬针尖点接触等多种技术,已经成功地在许多拓扑绝缘体和半金属中诱导出了超导,并对超导的拓扑性和Majorana零能模进行了研究。本文回顾了本征拓扑超导候选材料,以及拓扑绝缘体和半金属中诱导出超导的代表性工作,评述了不同实验手段的优势和缺陷、分析了其超导拓扑性的证据,并提出展望。


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图1 通过栅极调控在单层WTe2中诱导出超导的实验示意图

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图2 自旋分辨针尖探测Bi2Se3 薄膜上Majorana零能模的实验示意图

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图3 针尖点接触在Dirac半金属Cd3As2中诱导的超导 (a) Cd3As2 中零偏压点接触微分电导与温度的关系, 电阻的下降可以被磁场抑制, 这意味着它代表超导相变, 插图是针尖点接触实验装置示意图; (b) 不同温度下归一化的钨针尖Cd3As2 点接触微分电导谱


同行评价

实现拓扑超导和其中的Majorana束缚态是凝聚态物理的热点和拓扑物理走向应用的重要方向。本文系统总结了几个重要的实验体系的最新进展,包括本征拓扑超导材料、在拓扑绝缘体和半金属中诱导出超导等,比较了不同技术的优劣,并建议了未来的突破方向。这是一篇及时并有意义的综述文章,为想要进入本领域的研究者提供了快速了解本领域发展的参考资料。


编辑推荐

金属衬底上石墨烯的红外近场光学

岑贵,张志斌,吕新宇,刘开辉,李志强

物理学报. 2020, 69 (2): 027803


成功地在石墨烯/金属体系中观测到了石墨烯的近场光学响应信号,还观测到了两种截然不同的石墨烯响应行为;提供了一种从石墨烯/金属体系中提取石墨烯近场光学响应的新的研究思路,为深入研究石墨烯/金属体系中等离激元的行为提供了可能性,也为今后系统地研究石墨烯与金属相互作用产生的量子效应和多体效应奠定了重要基础。


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图1 s-SNOM示意图

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图2 衬底台阶几何相近的两个石墨烯/铜样品的s-SNOM成像  两种情况中, 左侧: 形貌 (上) 和 s-SNOM 成像 (下);右侧: 左侧图中蓝色实线对应的形貌 (上) 和 s-SNOM 信号 (下) (a) 情况一,台阶高度和宽度分别约为 5.3 nm 和 50 nm,峰值和谷值分别对应台阶下方和下方边缘; (b) 情况二, 台阶高度和宽度分别约为 5.5 nm 和 55 nm,仅出现一个对应于台阶下方边缘的峰值


同行评价

本工作利用先进的近场红外光谱技术对铜基底上生长的石墨烯进行了系统的研究,长期以来金属基底上的石墨烯都没有近场红外光谱方面的研究报道,本工作在未转移的CVD石墨烯上直接观察到了近场红外的响应,打破了之前对金属基底上石墨烯红外特性认识上的限制。本工作创新新高,实验数据确凿,为推动二维材料近场红外研究提供了新的思路。


编辑推荐  综述

典型磁性材料价电子结构研究面临的机遇与挑战

唐贵德,李壮志,马丽,吴光恒,胡凤霞

物理学报. 2020, 69 (2): 027501


目前在磁性材料磁有序现象研究中广泛使用的交换作用、超交换作用和双交换作用模型形成于1950年代及其以前,这些模型都涉及材料中的价电子状态,但那时还没有充分的价电子状态实验依据。1970年代以来,有关价电子结构实验结果的报道越来越多,这些实验结果表明传统的磁有序模型需要改进。首先,大量电子谱实验表明,在氧化物中除存在负二价氧离子之外,还存在负一价氧离子,并且负一价氧离子的含量可达30%或更多。这说明以所有氧离子都是负二价离子为基本假设的超交换和双交换作用模型需要改进。其次,一些实验证明,铁、钴、镍自由原子的一部分4s电子在形成铁磁性金属的过程中变成了3d电子, 这为探讨金属磁性与电输运性质的关系提供了依据。此外,即使在现代的密度泛函计算中,仍不能给出磁性交换作用能的函数表达式,只能采取各种不同模型进行模拟计算,从而使磁性材料的模拟计算遇到严重困难。寻求一个磁有序能的函数表达式可能是解决这个困难的途径。这些研究表明磁性材料价电子结构研究面临着重大的机遇与挑战。 本文首先介绍一些典型的实验例证,然后介绍了基于这些实验结果的一套典型磁性材料的磁有序新模型,随后介绍了基于新模型的磁性材料价电子结构与旧模型的主要区别,最后指出了未来研究工作面临的挑战。


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图1 近邻离子外层电子轨道的(a)外斯电子对和(b), (c)巡游电子示意图[1]


参考文献:

[1] Qi W H, Li Z Z, Ma L, Tang G D, Wu G H, Hu F X 2017Acta Phys. Sin. 66 067501 (in Chinese) [齐伟华, 李壮志, 马丽, 唐贵德, 吴光恒, 胡凤霞 2017 物理学报 66 067501]


同行评价

该文针对铁磁材料磁有序模型的发展和改进提出了一些思考。作者首先介绍了经典模型和一些实验结果,之后提出了自己的模型和看法。如关于氧化物磁有序O 2p巡游电子模型、金属巡游电子模型、维斯电子对模型等,探讨了氧化物中负一价氧离子的磁有序机制、钙钛矿锰氧化物导电机制。文章内容较全面,有利于同行间的交流,对磁性材料的理论研究具有一定的参考意义。


编辑推荐

表面活性剂对气-液界面纳米颗粒吸附规律的影响

张旋,张天赐,葛际江,蒋平,张贵才

物理学报. 2020, 69 (2): 026801


通过测定及分析纳米颗粒和表面活性剂-纳米颗粒复配体系在自由吸附过程与动态收缩过程中表面张力的变化,总结了纳米颗粒在气-液界面的吸附排布规律以及表面活性剂对其吸附规律的影响。实验结果表明,自由吸附过程中,随矿化度增加、阳离子活性剂浓度增加,平衡表面张力降低,这与颗粒吸附密度增加及颗粒润湿性改变有关。浓度低于临界胶束浓度(CMC)时,阳离子活性剂体系与混合体系的表面张力差异证明了阳离子活性剂可以通过静电作用吸附于纳米颗粒表面,进而部分溶解于水相;而阴离子活性剂与纳米颗粒相互作用力较弱,对表面张力影响较小。纳米颗粒体系在液滴收缩过程中,表面张力从自由吸附平衡态进一步降低大约 9 mN/m,说明自由吸附过程中纳米颗粒不能达到紧密排布;同时表面张力呈现为缓慢降低、快速降低和达到平衡三部分,表面压缩模量可达70 mN/m,满足了液膜 Gibbs 稳定准则,这将有助于提高泡沫或乳液稳定性。纳米颗粒-表面活性剂体系在液滴收缩过程中表面张力降低值随活性剂浓度增加而减小;表面压缩模量由高到低依次为:纳米颗粒 > 阳离子活性剂-纳米颗粒 > 阴离子-纳米颗粒 > 表面活性剂。


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图1 阴、阳离子活性剂与改性纳米颗粒复配体系表面张力 (a) 1.5 μmol/m2 DM 纳米颗粒溶液中加入不同浓度TTAB; (b) 1.5 μmol/m2 DM 纳米颗粒中加入不同浓度AOS


同行评价

纳米颗粒增强泡沫稳定性是研究泡沫驱油提高采收率技术的重要方向之一。论文采用动态界面张力的变化来评价泡沫的稳定性,阐述纳米颗粒在气液界面的吸附规律,很有特色。对测试结果的讨论非常详实充分。文章结果对学术界具有一定贡献,对工业界也有一定借鉴价值。


《物理学报》2020年第2期全文链接:

http://wulixb.iphy.ac.cn/custom/2020/2


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GMT+8, 2020-4-7 00:21

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