1.Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics, Institute of Physics, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100190, China 2.National Laboratory of Solid State Microstructures and Department of Physics, Nanjing University, Nanjing 210093, China
Fund Project:Project supported by the National Natural Science Foundation of China (Grant Nos. 11874206) and the Fundamental Research Funds for the Central Universities, China (Grant No. 020414380095)
Received Date:07 October 2019
Accepted Date:11 November 2019
Available Online:19 November 2019
Published Online:20 November 2019
Abstract:Topological semimetal represents a novel quantum phase of matter, which exhibits a variety of fascinating quantum phenomena. This class of materials not only have potential applications in electronic devices, but also represent one of the hottest topics in the field of quantum materials. According to the band structure of these materials in the three-dimensional momentum space, topological semimetals can be classified into Dirac semimetals, Weyl semimetals and nodal-line semimetals. Extensive studies on these materials have been conducted using various techniques. For example, angle-resolved photoemission spectroscopy (ARPES) has directly observed the Fermi arc that connects two Weyl points with opposite chiralities in the surface states of Weyl semimetals; the Dirac points, Weyl points as well as the Dirac nodal line in the bulk states have also been revealed by soft X-ray ARPES; the observation of negative magnetoresistance in transport measurements has been taken as the evidence for the chiral anomaly in Weyl and Dirac semimetals; the chirality of the Weyl fermions have been detected by measuring the photocurrent in response of circularly polarized light; in addition, strong second harmonic generation and THz emission have been observed, indicating strong non-linear effects of Weyl semimetals. Infrared spectroscopy is a bulk-sensitive technique, which not only covers a very broad energy range (meV to several eV), but also has very high energy resolution (dozens of μeV). Investigations into the optical response of these materials not only help understand the physics of the topological phase and explore novel quantum phenomena, but also pave the way for future studies and applications in optics. In this article, we introduce the optical studies on several topological semimetals, including Dirac, Weyl and nodal-line semimetals. Keywords:Infrared spectroscopy/ Dirac semimetal/ Weyl semimetal/ Nodal-Line semimetal
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2.1.傅里叶变换光谱仪
傅里叶变换光谱仪是基于迈克耳孙干涉仪设计的, 这是一种测量材料光学常数的频率依赖关系的常用手段. 由迈克耳孙干涉仪的光路示意图(图2)可见, 光源发出的光在分束镜处分成强度相等的两束. 其中一束透过分束镜到达定镜, 然后被定镜反射返回分束镜; 而另外一束由分束镜反射后到达动镜, 经动镜反射后也返回分束镜. 两束返回的光在分束镜处发生干涉后进入探测器. 图 2 迈克耳孙干涉仪的光路示意图 Figure2. Schematic beam path of a Michelson interferometer.
我们以一束波长为$ \lambda $的单色光(例如: 激光)为例来介绍傅里叶变换光谱仪的基本原理. 当我们改变动镜的位置时, 迈克耳孙干涉仪两臂的光程差也会发生变化. 根据光的干涉条件, 当两臂的光程差是半波长$ \lambda/2 $的偶数倍时, 两束光干涉相涨; 而当两臂的光程差是$ \lambda/2 $的奇数倍时, 两束光干涉相消. 因此, 连续改变动镜的位置, 探测器处接收到的光强会随动镜的位置而连续变化. 我们将动镜的位置用x表示, 于是可以得到一条光强和动镜位置的关系曲线, 记做$ I(x) $. 将$ I(x) $做傅里叶变换, 即可得到光强和频率$ \nu $的依赖关系曲线$ I(\nu) $. $ I(\nu) $也被称为功率谱. 虽然这里以单色光为例来介绍基本原理, 然而对于含有各种波长的复色光, 这种方法也同样有效. 由于我们感兴趣的功率谱$ I(\nu) $是由$ I(x) $经过傅里叶变换而来, 因此, 这种方法被称为傅里叶变换光谱. 图3右侧面板展示了利用傅里叶变换光谱仪测得的$ I(x) $; 左侧面板是经过傅里叶变换之后得到的相应的$ I(\nu) $. 图 3 右侧表示光强随动镜位置的变化曲线$I(x)$; 左侧是功率谱$I(\nu)$. 左侧的$I(\nu)$均由右侧对应的$I(x)$傅里叶变换得到[38] Figure3. Right panels portray the intensity as a function of the displacement of the moving mirror $I(x)$; Left panels show the power spectra $I(\nu)$, which are calculated from $I(x)$ through a Fourier transform [38].
图5是用原位镀金技术测量YbMnSb2产生的远红外波段的数据. 粉色的曲线和蓝色的曲线分别表示$ I_{\rm Sam}(\omega)/I_{\rm Mirror}(\omega) $和$ I_{\rm Coated\; Sam}(\omega)/ $$I_{\rm Mirror}(\omega) $, 红色曲线是两者相除得到的YbMnSb2的绝对反射率. 图 5 利用原位镀金技术测量的YbMnSb2的绝对反射率以及原始数据 Figure5. Reflectivity and raw data of YbMnSb2 measured using the in situ gold evaporation technique.
过渡金属五碲化合物ZrTe5是一种具有二维层状结构特点的van der Waals材料. 它最初由于具有大的热电势作为热电材料被大家广泛研究, 而最近由于其新奇的拓扑性质大家对它的研究兴趣又被重新点燃. 理论研究表明[8], 单层ZrTe5是一种具有大能隙的良好量子自旋霍尔绝缘体. 对于块体材料, ZrTe5的拓扑性质则被认为是可以处于强拓扑绝缘体和弱拓扑绝缘体之间. 强和弱拓扑绝缘体都具有拓扑非平庸性, 两者的区别在于表面态的不同. 弱拓扑绝缘体类似于用二维拓扑绝缘体一层一层堆叠起来的拓扑相, 其拓扑立方体无能隙的拓扑表面态只有周围的四个面, 而顶面和底面是绝缘的. 不同于弱拓扑绝缘体, 强拓扑绝缘体所有的表面都是具有非平庸拓扑表面态的. 值得注意的是, 据预测这种强-弱拓扑绝缘态之间的转变可以通过晶格参数的微小变化来诱导, 例如, 改变温度或施加压力. 这样的拓扑相变也必然涉及到能带的翻转, 因此在能隙闭合的中间态会伴随一个Dirac半金属态的出现. 因而关于ZrTe5体材料的拓扑本质其究竟是拓扑绝缘体还是Dirac半金属目前尚没有定论. 同时, ZrTe5的上述性质也使其成为一个研究拓扑相变的优秀平台. 在先前的实验研究中, 针对ZrTe5的输运和角分辨光电子能谱测量表明该材料是属于三维Dirac半金属. 随后的红外光谱测量也表明该材料具有三维Dirac半金属的光谱特征. 对于三维Dirac半金属材料, 由于其具有线性能带色散的特性, 它的带间跃迁响应在光电导谱上则体现为光电导随频率线性增加的行为, 具体依赖关系为$ \sigma_1(\omega) = \dfrac{NG_0}{24}\dfrac{\omega}{\nu_{\rm F}} $, 其中N是Weyl节点个数, $ G_0 $是量子电导, $ \nu_F $是费米速度. 如图6(a)所示, Chen等人的红外光谱测量发现ZrTe5的光电导在较宽的能量区间都表现出随频率线性增加的行为[31],而这种特征也恰恰是我们上面提到的三维Dirac半金属材料的标志性行为. 随后, Chen等人进行了磁场下的红外光谱测量[33]. 他们从反射光谱上明确观察到磁场诱导的朗道能级之间的跃迁. 这些跃迁的能量依次满足$ 1:(1+\sqrt{2}):(\sqrt{2}+\sqrt{3}):... $的比例, 并且低场时与场强的平方根成正比, 如图6(b)所示. 这些特征无疑是无质量Dirac费米子的证据, 进一步表明ZrTe5属于三维Dirac半金属材料. 图 6 (a) ZrTe5在8 K时的光电导谱. 红色虚线对应为数据的线性拟合. (b)波数和场强平方根标度下的相对反射率. 虚线对应为峰值的线性拟合[31,33] Figure6. (a) The optical conductivity of ZrTe5 at 8 K. The red dotted line is the linear fitting of $\sigma_1(\omega)$. (b) The pseudocolor photograph of the and relative reflectivity $R(B)/R(0)$ as functions of wave number and $\sqrt{B}$. The dashed lines are linear fittings of the peak energies dependent on $\sqrt{B}$[31,33].
然而, 正如理论预测表明ZrTe5的拓扑性质对具体的晶格参数和样品的干净程度非常敏感, 因此后续的实验在ZrTe5的拓扑本质上表现出很多的争议. 比如最近的扫描隧道谱研究发现ZrTe5具有80—100 meV的体能隙, 而且可以把它归为弱的拓扑绝缘体一类[47]. 另一方面, 最近高精度的角分辨光电子能谱实验揭示了ZrTe5表面态的金属特性, 因此表明ZrTe5是强拓扑绝缘体一类[48]. 对于解决ZrTe5的拓扑本质争议, 一个重要的线索来自最近的磁输运测量, 它表明一个拓扑相变可能发生在电阻峰对应的温度, 而这个电阻峰温度($ T_p $)具有很强的样品依赖, 可以在10—160 K之间变化. 为了研究这样一个温度依赖的拓扑相变, 我们在一个具有足够高的$ T_p $温度的ZrTe5单晶上进行了详细的温度依赖的红外光谱测量[42]. 图7(b)是利用红外光谱得到的体能隙随温度的变化, 这个结果表明体能隙随温度改变是一个逐渐闭合然后再打开的行为. 这正是拓扑相变对应的能带闭合翻转的过程, 因此表明ZrTe5经历了一个温度驱动的拓扑相变. 能隙闭合的状态刚好与电阻峰温度$ T_p $重合, 并且显示了三维Dirac半金属的特性, 即光电导随频率线性增加并且低频外推通过原点, 如图7(a) 所示. 这样的一个温度驱动的拓扑相变和理论预测是相一致的, 其预测为一个强-弱拓扑绝缘体转变可以通过晶格参数的微小变化来诱导. 因此, 考虑到$ T_p $温度在不同ZrTe5样品中的变化, 其拓扑性质在不同实验中的不同表现也就可以被调和了. 图 7 (a) ZrTe5在150 K时的光电导谱以及相应的数据拟合. (b)温度依赖的能隙值[42] Figure7. (a) Fit of $\sigma_1(\omega)$ at 150 K. Thin solid lines represent the Drude (blue), phonon modes (orange), and interband (black) terms. (b) Experimentally obtained value of the band gap for ZrTe5 at different temperatures[42].
其中, N表示Weyl点的数量, $ G_{0} $表示量子电导, $ v_{\rm F} $是费米速度, $ \mu $表示化学势. 这个方程表明, Weyl点附近的带间跃迁导致的光电导随频率是线性变化的, 并且这个线性的光电导低频外延至原点, 这和Dirac半金属的性质是完全相同的. 另一个特征是随频率线性变化的光电导终止于$ \omega = 2 |\mu| $处, 低于这个频率时, 光电导骤降至零, 从而在$ \omega = 2 |\mu| $形成一个台阶. 此外, 理论预言Weyl半金属的费米面表现出很强的温度依赖, 从而导致光电导谱上的Drude分量的谱重随$ T^{2} $变化. 为了从实验上验证Weyl半金属的这些光学性质, 我们在TaAs单晶中进行了详细的红外光谱测量[32]. 图8蓝色的实心三角形是从测量的光电导谱得到的Drude分量的谱重随温度的变化. 可见其随温度的降低而逐渐减小, 并且很好的符合$ T^{2} $关系(红色实线), 这与理论预言的Weyl半金属中Drude分量的谱重和温度的依赖关系完全相符. 图 8 TaAs光电导谱上的Drude分量谱重随温度的变换[32] Figure8. Drude weight as a function of temperature for TaAs[32].
为了进一步探索Weyl半金属的光学特性, 图9展示了TaAs在$ T = 5 \;{\rm{K}}$的光电导谱, 其表现出两段明显的线性特征, 这也是理论预言的Weyl半金属的典型光学响应. TaAs具有两类不同的Weyl点, 一类是W1, 共有4对, 在$ k_z = 0 $的平面内, 费米能级以上2 meV; 另一类是W2, 共有8对, 不在$ k_z = 0 $平面, 处于费米能级以下约21 meV. 由于Weyl点附近的带间跃迁在$ 2 |\mu| $以上才会产生, W2附近的带间跃迁在$ \omega < 42 \;{\rm{meV}}(336 \;{\rm{cm}}^{-1})$是不存在的, 因此, 我们可以断定低能的线性光电导是由W1附近的带间跃迁产生, 而高能部分的线性光电导响应则包括所有Weyl节点以及其他平庸能带的贡献. 图 9 TaAs在5 K时的光电导谱. 蓝线和红线代表两个不同能量范围内的线性. 插图是对应的频率依赖的谱重, 如蓝色虚线所示, 它遵循频率的平方依赖关系[32] Figure9. Optical conductivity for TaAs at 5 K. The blue and black solid lines through the data are linear guides to the eye. The inset shows the spectral weight as a function of frequency at 5 K (red solid curve), which follows an $\omega^2$ behavior (blue dashed line)[32].
23.3.Weyl半金属TaAs中Weyl费米子与声子的耦合 -->
3.3.Weyl半金属TaAs中Weyl费米子与声子的耦合
关于TaAs的理论和实验结果都表明Weyl节点非常靠近费米面, 因此Weyl费米子相关的带间跃迁可以发生在很低的能量范围. 这个能量和红外活性声子的能量范围交叠, 因此Weyl费米子和声子之间可能发生很强的耦合作用. 而两者之间如果存在比较强的耦合作用就会导致声子线型变得不对称, 也就是所谓的Fano共振. Fano共振在双层或多层石墨烯[54–56], 拓扑绝缘体[57,58], 以及一些强关联体系[44,59]中被观测到过. TaAs中如果声子和Weyl费米子的耦合引起Fano共振, 我们不仅可以通过研究声子的行为了解到更多Weyl费米子的信息, 还可以通过调制Weyl费米子来调控声子的线型和线宽等. 图10(a)是TaAs的(107)面测得的不同温度的反射率谱, 我们注意到253 cm–1附近有一个尖锐的特征, 反射率上的尖锐特征通常是红外活性的声子. 这个特征在(112)面也可以观测到, 而在(001)面消失, 通过对称性分析以及与理论计算相比较, 可以得知这是TaAs的$ A_{1} $声子模式, 振动方向在c方向. 为了进一步研究这个声子模式, 我们利用KK关系计算得到了TaAs不同温度的光电导谱, 如图10(b)所示. 光电导谱上的红外活性的声子表现为一个尖峰. 通过研究这个尖峰的共振频率、线型、线宽等可以获得更多的信息. 图 10 (a) TaAs (107)面测得的不同温度的反射率. (b) TaAs (107)面的不同温度的光电导谱[45] Figure10. (a) Reflectivity of TaAs (107) surface at different temperatures. (b) Optical conductivity of TaAs (107) surface at different temperatures[45].
图11(a)是扣除电子背景之后的$ A_{1} $声子的线型. 有趣的是该声子在高温(300 K)表现出对称的Lorentz线型, 而随着温度的降低, 线型逐渐变的不对称. 在5 K表现出非常明显的不对称的Fano线型. 这说明该$ A_1 $声子和材料中某种连续的电子激发存在很强的耦合. 为了定性研究声子的线型, 我们利用以下的Fano线型对该声子进行了拟合. 图 11 (a)不同温度下的$A_1$声子线型. 黑线是对应的Fano拟合结果. (b) Fano参数$1/q^2$的温度依赖关系. 红线是基于模型的拟合结果. (c) Weyl节点附近的能带结构. 红色箭头代表为声子能量大小的带间跃迁[45] Figure11. (a) Line shape of the $A_1$ phonon at different temperatures. The black solid lines through the data denote the Fano fitting results. (b) Temperature dependence of the Fano parameter $1/q^2$. The red solid line through the data represents the modelling result. (c) Band structure near the Weyl points W1 in TaAs. The red arrows represent the electronic transitions at the energy of the $A_1$ mode $\hbar \omega_0$[45].
在寻找时间反演对称破缺的Weyl半金属过程中, YbMnBi2吸引了科学家大量的注意. 该材料具有反铁磁序, 但由于Mn原子的磁矩存在向面外的倾斜, 造成了时间反演对称性的破缺, 因此可能是时间反演对称破缺的Weyl半金属. 角分辨光电子能谱的结果在该材料中发现了体态中的Weyl点以及表面态中的费米弧, 证明该材料是时间反演对称破缺的第二类Weyl半金属[60]. 红外光谱的研究也观察到Weyl费米子的线性光电导响应[61]. 然而, Armitage小组理论计算与红外光谱相结合却得到了完全不同的结论: YbMnBi2只是强自旋轨道耦合的磁性半金属, 而体态中不存在Weyl点[62]. YbMnBi2姊妹化合物YbMnSb2相对研究的少一些. 和Bi原子相比, Sb原子质量小一些, 引起的自旋轨道耦合(SOC)相对较弱一点, 在费米面上不容易打开SOC能隙, 因此可能更容易形成Dirac或Weyl点. 最近的量子振荡实验已经得到了YbMnSb2中存在Dirac费米子的证据[63]. 角分辨光电子能谱、电子输运以及量子振荡的综合研究也发现了YbMnSb2中的Dirac色散能带. 然而, 其拓扑属性仍然不清楚. 我们利用红外光谱对该材料进行了研究, 并结合理论计算, 证明该材料是Dirac nodal-line半金属[64]. 图12是YbMnSb2在$ T = 7\;{\rm{K}}$的光电导谱, 低频有明显的Drude峰, 体现了该材料的金属性. 光电导谱上的一个非常显著的特征是200 至500 cm–1范围出现一个平台, 即不随频率变化的光电导. 计算光电导谱的积分$ S(\omega) =\displaystyle\int_{0}^{\omega}\sigma_{1}(\omega') {\rm d}\omega' $得到插图中的蓝色曲线, 可见$ S(\omega) $在200至500 cm–1范围随频率线性增加, 图中红色虚线是线性拟合结果. 这里随频率线性增加的$ S(\omega) $也说明不随频率变化的光电导行为的出现. 带间跃迁贡献的光电导和频率的依赖关系可以由下式给出[65]: 图 12 YbMnSb2在7 K时的光电导谱. 红色实线示意了恒定光电导. 插图为随频率变化的光电导谱重, 其中红色虚线表明谱重在200—500 cm–1范围内随$\omega$线性增加[64] Figure12.$\sigma_{1}(\omega)$ for YbMnSb2 at 7 K. The red dashed line through the data is constant guide to the eye. The blue solid curve in the inset displays the spectral weight as a function of frequency at 7 K, which follows an $\omega$ behavior (red dashed line)[64]
其中d和z分别表示系统的维度和能带色散的指数. 对于具有线性能带色散的二维材料$ d = 2 $, $ z = 1 $, 比如石墨烯, 光电导表现出不随频率变化的行为[66]. YbMnSb2具有很强的二维性, 其表现出来的不随频率变化的光电导说明该材料中存在线性的Dirac色散. 为了进一步理解YbMnSb2的拓扑性质, 我们进行了理论计算. 图13(a)展示了YbMnSb2在考虑G型反铁磁序和自旋轨道耦合作用下的能带图. 在费米能级附近, 大部分电子态都来自于YbSb层的Sb $ p_{x/y} $轨道. 由于晶体对称性, 低能的电子态分布沿着$ \varGamma \sim X $和$ \varGamma \sim Y $是非常相似的. 很明显, 沿着$ \varGamma \sim X $, $ \varGamma \sim Y $和$ \varGamma \sim M $方向, 有三个类似Dirac锥状的电子态分布, 并在图中分别标记为#1, #2和#3. 虽然AMnSb2体系由于自旋轨道耦合, 会使得Dirac点打开一个能隙, 但在YbMnSb2中, 由于自旋轨道耦合很弱, 我们观察到自旋轨道耦合打开的能隙只有大约10 meV. 而这三个狄拉克锥状分布的电子态, 足以让我们怀疑在YbMnSb2中是存在Dirac nodal line的. 图 13 (a)为考虑G型反铁磁序和自旋轨道耦合的作用下计算得出的YbMnSb2能带分布图. 红色部分主要是Sb1原子的$p_{x/y}$轨道电子. (b)和(c)分别为从$\Gamma$到任意两个点$X_1$和$X_2$($M$-$X$上)的电子态分布. (d)为YbMnSb2在Dirac nodal line部分的三维能带分布示意图[64] Figure13. (a) Calculated band structure of YbMnSb2 with spin-orbital coupling in the G-type antiferromagnetic order. The red color denotes the $p_{x/y}$ orbitals of Sb1 atom. The electronic structure from $\Gamma$ to the two representative points $X_{1}$ (b) and $X_{2}$ (c) along $M\sim X$. (d) The sketch shows three-dimensional band structures of YbMnSb2 for the Dirac nodal-line[64]