Mistura de moiré

Nature volume 620, páginas 756–761 (2023)Cite este artigo

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Detalhes das métricas

A montagem de Van der Waals permite o projeto de estados eletrônicos em materiais bidimensionais (2D), muitas vezes sobrepondo um potencial periódico de longo comprimento de onda em uma rede cristalina usando superredes moiré 1,2,3,4,5,6,7,8, 9. Essa abordagem twistrônica resultou em inúmeras físicas anteriormente não descritas, incluindo fortes correlações e supercondutividade em grafeno de bicamada torcida , excitons ressonantes, ordenação de carga e cristalização de Wigner em estruturas moiré de calcogeneto de metais de transição . e espectros de borboleta de Hofstadter e oscilações quânticas de Brown-Zak em superredes de grafeno . Além disso, a twistrônica tem sido usada para modificar estados próximos à superfície na interface entre os cristais de van der Waals . Aqui mostramos que os estados eletrônicos em cristais tridimensionais (3D), como o grafite, podem ser ajustados por um potencial de super-rede que ocorre na interface com outro cristal - ou seja, nitreto de boro hexagonal cristalograficamente alinhado. Este alinhamento resulta em várias transições Lifshitz e oscilações Brown-Zak decorrentes de estados próximos à superfície, enquanto, em campos magnéticos elevados, os estados fractais da borboleta de Hofstadter penetram profundamente na maior parte do grafite. Nosso trabalho mostra uma maneira pela qual os espectros 3D podem ser controlados usando a abordagem da twistrônica 2D.

Na superfície de um cristal, sua rede periódica é interrompida e surgem estados de superfície com funções de onda decaindo exponencialmente na maior parte do cristal . Por exemplo, o acúmulo de carga superficial em semicondutores leva a subbandas 2D distintas, sintonizáveis por controle eletrostático. Por outro lado, nos metais, a alta densidade do portador de carga torna difícil observar e controlar os estados da superfície, uma vez que o volume desvia a condutividade da superfície. Entre esses dois extremos estão os semimetais, como o bismuto e a grafite, que possuem estados de superfície ajustáveis que são interessantes, mas permanecem pouco explorados. Os filmes de grafite são de interesse, pois mostram propriedades eletrônicas 3D e 2D controladas por dopagem elétrica e um campo magnético externo B. Notavelmente, a grafite de espessura finita exibe um efeito Hall quântico (QHE) 2,5-dimensional (2,5D) incomum .

Neste artigo, exploramos a engenharia moiré de estados eletrônicos altamente sintonizáveis, alinhando dois cristais em massa, grafite hexagonal e nitreto de boro hexagonal (hBN). Para este fim, preparamos heteroestruturas hBN / grafite / hBN alinhando filmes finos de grafite (cerca de 5–10 nm de espessura) no topo do substrato hBN e encapsulando a pilha com outro cristal hBN. Salvo indicação em contrário, este último hBN encapsulado está intencionalmente desalinhado (ver Métodos, 'Fabricação de dispositivos' para obter detalhes). Como as constantes de rede de hBN e grafite são próximas, no heterostack, elas formam uma superrede moiré com a periodicidade controlada pela incompatibilidade de rede, δ = 1,8%, e um ângulo de desalinhamento, θ (Fig. 1a). Além de fornecer a superrede moiré, o encapsulamento hBN também preserva a alta qualidade eletrônica dos filmes de grafite26,27,28. A Figura 1a-c mostra esquemas e micrografias das heteroestruturas hBN / grafite / hBN, fabricadas em dispositivos de barra Hall e geometria Corbino. Nestes dispositivos, as portas eletrostáticas superior e inferior foram utilizadas para controlar independentemente as densidades de portadoras nt e nb, nas interfaces superior e inferior da heteroestrutura hBN/grafite/hBN. No total, estudamos 11 dispositivos heteroestruturados de grafite (Tabela de Dados Estendidos 1).

a, Esquema de um dispositivo heteroestruturado com grafite (rotulado Grt) encapsulado em hBN com uma das interfaces alinhada. Aqui, a incompatibilidade de rede entre grafite e hBN foi exagerada para maior clareza. b,c, Micrografias ópticas dos dispositivos D1 (b) e D3 (c). Barra de escala, 10 μm (b e c). d, Condutividades σxx e σxy em função da densidade de portadores induzida pela porta inferior, nb, para o dispositivo alinhado D1 e o dispositivo não alinhado D4, medido em T = 0,24 K e não quantizante B = 120 mT. e, A linha corta a relação de dispersão calculada no plano kx – ky do SBZ, em densidades de portadoras (de baixo para cima) n (×1012 cm−2) = −3,8, −3,6, −2,1, −2,0, 1,9, 2.3, 3.6 e 3.9, agrupados em pares. Os rótulos A, B, C e D correspondem às regiões destacadas em d. O hexágono tracejado preto denota o limite do primeiro SBZ e as curvas vermelhas denotam o buraco e as curvas azuis denotam cortes da superfície Fermi do elétron. Algumas linhas nos cantos são estendidas para o segundo SBZ para maior clareza.

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>

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