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admin 欧冠联赛 2019-09-08 250 0

导 读

量子霍尔态是在二维运动的电子在极低温强磁场下所构成的一种十分特其他物质态。在这一状况中,一切电子都互相锁住,只能遵从一个固定的方式跳集体舞(这一固定方式的集体舞便是所谓的拓扑序)。因为运动方式被锁住固定,所以量子霍尔态没有内部自由度。但二维量子霍尔态的一维边际能够有运动的自由度,它就像水面上崎岖运动的波。二维量子霍尔态的一维边际波十分特别:它只能沿着鸿沟向一个方向跑。这一性质被称为手性(也叫手征)。最简略的量子霍尔态,其鸿沟只需一支手性波(即一种动摇方式),由一个玻色场描绘。比较杂乱的量子霍尔态,会有好几支手性波,由几个玻色场描绘。

1991年我和Moore-Read用两种彻底不同的办法独立发现了一种新的量子霍尔态(我的文章还早宣布几个月),其鸿沟只需半支手性波,由一个马约拉纳费米场描绘。也便是说这半支手性波对应于一维手性马约拉纳费米子。咱们其时还发现,在鸿沟上的手性马约拉纳费米子意味着,在这种量子霍尔态的二维体中会呈现一种全新的粒子,它带有非阿贝尔核算。也便是说这种新粒子,它既不是玻色子,也不是费米子,甚至不是带分数核算的任意子。它是一种更新更古怪的粒子。这种非阿贝尔粒子有不受环境搅扰的内部自由度,可用来存储量子信息,而不会由搅扰引起信息丢掉。因而咱们能够用这种非阿贝尔粒子来制作拓扑量子核算机。因为它的重要性,现在有一些凝聚态物理学家在张狂的搜索这一新的非阿贝尔粒子。Moore和Read两人还因而项作业获得了2015年狄拉克奖。

1999年,Read和Green发现在二维p波超导体中,也会有非阿贝尔粒子,一同其鸿沟也有伴生的一维手性马约拉纳费米子。到2015年,张首晟小组指出在最简略的整数量子霍尔态上掩盖超导薄膜,能够作为一种实践有用的办法来完结二维p波超导体,及其鸿沟上的一维手性马约拉纳费米子(后来一维手性马约拉纳费米子和三维非手性马约拉纳费米子,这两种很不相同的粒子又被称为天使粒子。三维非手性马约拉纳费米子被物理学家苦苦搜索了80年。而一维手性马约拉纳费米子的物理完结是1991年才提出来的,到现在只需28年)。这篇文章所谈论的作业,便是企图用整数量子霍尔态掩盖超导薄膜这一办法,来完结一维手性马约拉纳费米子。但对试验观测到的现象可有多种解说。一种解说是通过一维手性马约拉纳费米子,其他一种解说是通过平凡的短路机制。这篇文章谈论了这些观念的细节,用来评价现在的试验观测是不是真的意味着发现了一维手性马约拉纳费米子。

——文小刚

撰文 | 戴希(香港科技大学物理学系讲座教授)

几周前,王康隆组在Arxiv上贴了一篇文章,介绍了他们组重复试验的最新进展。尔后,有不少业界的同行发信来问我的定见,即王组的最新试验究竟是不是是现已重复了之前他们在Science上文章的成果?(He et al., Science 357, 294–299 (2017),下面也简称“何文”)逐个答复太费事,所以我就干脆写了这篇文章,也借此机会向咱们介绍一下量子失常霍尔效应系统的一些相关常识。

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磁学准备常识

此前王康隆组在Science上宣布的证明手性马约拉纳费米子存在的要害性试验,是接连改动磁场下的两头电导σ^12丈量。因为量子失常霍尔效应是一个铁磁系统,跟着磁畴的呈现和消失,在扫场丈量的进程中,会呈现咱们都了解的磁滞回线,如图0所示。在高磁场下,磁化强度趋于饱满,意味着铁磁系统中根本只需一种方向(平行于外磁场)的磁畴,跟着外场强度的下降,铁磁系统内开端呈现反方向的磁畴,所以系统的总磁化开端下降。当外场改变到矫顽场(磁滞回线与横轴的交点)时,铁磁系统内的正反方向磁畴面积大致持平,对磁化的奉献互相抵消,所以系统的总磁化强度为零,然后跟着磁场进一步沿反方向增大,反方向磁畴面积越来越大,直至反向饱满。所以磁滞回线的呈现,在微观上是由两种磁化指向的磁畴之间的相对改变导致的,下面咱们会看到,这一点对了解量子失常霍尔效应的物理十分要害。

图0: 铁磁体中典型的磁滞回线。

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两种不同的量子失常霍尔效应改变曲线

在谈论手性马约拉纳费米子的试验之前,有必要先介绍一下作为基础的量子失常霍尔效应(QAHE, Quantum anomalous Hall effect)。当然,理论上QAHE系统便是陈数非零的二维能带绝缘体,所以霍尔电导是量子化的渠道。可是在实践的QAHE资料系统中,因为QAHE是伴跟着铁磁态呈现的,在扫场进程中会随同磁畴的呈现,然后不行防止地带来额定的杂乱性。从2013年到现在各试验组的QAHE试验观测,根本上能够分为两类:

第一类QAHE改变的特征是跟着外磁场转向,霍尔电导的渠道直接从1跳变到-1,中心不发作霍尔电导为0的渠道,如图1(a)所示。这种改变进程往往发作高质量的,空间均匀性十分好的样品中,样品内的磁畴适当大,能够在一个很小的外磁场窗口内,直接从正向饱满磁化翻转到反向饱满磁化。

而第二类的QAHE改变则如图1(b)所示,跟着外磁场的转向,霍尔渠道先从1改变为0,然后再从0改变为-1。第二类QAHE改变的重要特色,是在改变进程中发作了一个额定的零霍尔渠道。这个零霍尔渠道能够有多种理论解说,但本质上都是由系统内部磁化强度的空间不均匀性导致的,几种不同机制的差异仅仅在于首要的不均匀性发作在z方向,仍是xy面内。关于大部分样品来说,这个零霍尔渠道的来源能够归结为面内的磁畴结构导致的界面态渗流相变。

下面就来简略描绘一下这样一个渗流相变发作的进程,为了简略起见,在每个区域内咱们假定只存在不多于两种的不同磁畴。

图1:两类不同的QAHE退磁曲线

为了便利描绘,咱们先把如图1(b)所示的磁滞回线分为八段,别离用罗马数字I-VIII来符号。整个渗流改变进程能够用图2中相应的八个图很好地演示,在图2中,咱们用蓝、白、绿三种色彩别离代表陈数为1,0,-1的三种拓扑态。在不同的外场下,因为样品的不均匀性导致局域的磁化强度不同,然后在样品内部有或许呈现以上三种不同的磁畴。

图2: 呈现零电导渠道时QAHE内部的渗流改变图画

(I)图中的I区对应高正向磁场,这时铁磁性的QAHE薄膜处于饱满磁化状况,系统不存在磁畴结构,其电子结构能够被近似看作一个空间均匀的陈数为1的能带绝缘体(在图2顶用蓝色表明),并具有被局域在样品鸿沟的手性鸿沟态(在图2顶用赤色表明),如图2(I)所示。

(II)因为磁化强度跟着外磁场下降,系统进入II区,此刻系统内开端很多呈现陈数为0的区域(在图2顶用白色表明),在白色和蓝色区域之间,是陈数别离为1和0的不同拓扑态之间的鸿沟,因而也会呈现手性鸿沟态。这些新呈现的样品内部的手性鸿沟态跟原先存在的整个样品跟真空之间的手性鸿沟态并无什么不同,因而这些互相挨近的鸿沟态之间能够通过杂质散射互相耦合,然后在样品中导致了背散射,在直流输运试验上表现出来的,便是电导违背量子渠道,如图1(b)中的II段所示。一同,在这一阶段,因为陈数为零的区域也会呈现在样品的边际,导致原先被严厉约束在边际的跨过整个样品的长程边际态与新呈现的鸿沟态发作杂化、重组,然后使得终究重组后的长程边际态逐渐扩展到样品内部,如图2(II)中的红线所示。

(III)跟着白色区域的不断添加,互相联通,导致样品内部呈现典型的渗流改变,改变之后系统内部如图2(III)所示,一切的鸿沟态都只围绕着一些陈数为1的孤岛,而此前一向存在着的横跨整个样品的鸿沟态则消失了,包含样品内部和鸿沟在内的系统全体上变成了绝缘体,反映在直流输运上,便是图1(b)中III段的零电导渠道。需求着重的是,从II到III的改变,既能够看成是白色(陈数=0)和蓝色(陈数=1)区域联通状况的切换,也能够等价地看成是连通整个样品的长程鸿沟态的演化和消失的进程。在这一进程中,在连通整个样品的长程鸿沟态消失之前,伴跟着鸿沟自身的结构从整齐划一变为四分五裂,长程鸿沟态从严厉被约束在鸿沟邻近,首要演化为逐渐深化到样品内部,终究跟着白色磁畴的增多而彻底消失,一切手性鸿沟态都被约束在一个个“孤岛”周围。这一特征对下面要谈到的“手性马约拉纳鸿沟态”的试验至关重要。好了,讲了解了从I区到III区的改变进程,咱们就能够类推从III到V的进程了,这儿就不累述了,参看图2(IV)到(V)。

讲到这儿先总结一下,在实践资猜中其实不大会呈现图2(I)那样的抱负状况,但只需图2(II)中呈现的陈数为0的白色区域相对较少,并大多远离样品的边际,在这种状况下样品中仍是存在着横跨整个样品的全体手性鸿沟态,并且根本不存在背散射,在直流输运上还能保持e^2/h的量子电导。因而,e^2/h的量子电导渠道能够看作是样品内部“拓扑相”(蓝色)围住“平凡相”(白色)的成果;反过来,中心呈现的零电导渠道则是“平凡相”围住“拓扑相”的成果。需求留意的一点是,在实践资猜中,在某些状况下三种不同的相会一同呈现,也或许存在第四种磁畴,即金属性的磁畴,这儿为了简略起见,疏忽了这些或许性,而只保存了当时外场下的两种首要的相。

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手性马约拉纳费米子的理论预言

在谈论UCLA的试验数据之前,我还想先简略介绍一下Stanford张首晟组之前的理论预言。对了解量子失常霍尔效应理论的同学来说,了解这一理论作业是适当简略的。在咱们最初提出磁性拓扑绝缘体QAHE的Science文章中,有一个简略的理论模型来解说此类系统中的QAHE [参看DOI:10.1126/science.1187485,公式(2)和(3)]。在那篇作业中,咱们指出,磁性拓扑绝缘体薄膜的低能模型,能够由两个通过地道效应耦合在一同的、分处上下两个外表的二维狄拉克电子态来描绘。当这一系统进入铁磁态之后,上述电子态还将感受到一个磁化带来的Zeeman耦合项。关于二维狄拉克电子态来说,上下外表之间的地道效应Δt和Zeeman耦合Δz是翻开能隙的两种不同方法,当Δt>>ΔzΔz>>Δt时,系统分属陈数为0(平凡)和1(拓扑)的态,而当ΔtΔz差不多可比时,则发作陈数从0到1的改变。

当QAHE系统之上被掩盖了一层超导薄膜今后,通过超导膜的邻近效应,QAHE中的二维狄拉克电子态又有了第三种翻开能隙的机制,即通过超导配对势Δp来翻开超导能隙。所以,三种不同的能隙翻开方法导致了三种不同的拓扑态,在张首晟组的文章中(拜见https://doi.org/10.1103/PhysRevB.92.064520,为了介绍便利,鄙人面的行文中,把此文称为SC1),用马约拉纳费米子的陈数N=0,1,2来别离描写这三种不同的拓扑态,别离对应ΔtΔpΔz占主导的状况。其间,N=0和N=2的态等价于原先用一般费米子陈数描写的C=0和C=1的态,而N=1的态则是新呈现的拓扑超导态,在它与其他物态构成的鸿沟上会呈现手性马约拉纳费米子。(请留意,SC1中上述三个能量标准别离叫做m0,λ和Δ)。

在SC1中,只考虑了比较简略的clean limit的状况,没有考虑到无序和构成不同磁畴等等空间不均匀问题。在这种抱负的状况下,退磁进程能够被假定为磁化强度M和Zeeman耦合Δz的接连减小甚至翻改变号进程,所以在给定的ΔtΔp下,系统将阅历一个从N=2态,到N=1,终究抵达N=0的态。上面现已介绍过,N=2和0的两个态,便是原先的C=1和0的霍尔电导渠道,而N=1的态则正好处于从N=2改变到N=0的进程中,所以,只需这一改变是接连的,则必定要通过N=1的态,这是SC1这篇文章的一个重要定论。

试验上,这一新态的呈现能够在两头法测到的纵向电导中表现出来。在低温弹道输运的条件下,纵向电导便是电导量子e^2/h乘以两头电极之间的导通“channel”个数,关于N=2(C=1)的态,两对手性马约拉纳费米子(适当于一对一般手性费米子)鸿沟态将奉献一整个电导量子e^2/h,而在N=1的拓扑超导态中,在鸿沟处只需一对手性马约拉纳费米子,适当于“半”对一般手性费米子态,它将只奉献半个电导量子e^2/h。所以,假如咱们考虑系统的纵向电导在退磁进程中的改变,则能够得到如图3所示的曲线,这是SC1这篇文章的另一个重要定论。

图3:SC1文章中理论预言的呈现手性马约拉纳费米子今后的纵向电导退磁曲线

到这儿,咱们再总结一下,理论文章SC1最早提出了使用超导薄膜和QAHE构成异质结以发作N=1的手性拓扑超导态,在退磁进程中,伴跟着磁化强度M的翻转,这一拓扑超导态将呈现在退磁曲线的中部,其详细表现之一,便是纵向电导呈现1/2渠道。可是,与理论状况不同的是,试验上选用的样品,实践上都存在着较大的零电导渠道,也便是说样品中的不均匀性是比较大的,磁畴结构的改变对样品输运性质起到的效果不行疏忽。

所以,2017年张首晟组又宣布了另一篇理论作业,对存在杂乱磁畴结构的退磁进程,进行了细心的理论研讨 [拜见SC2,Phys. Rev. B 97, 125408 (2018)]。SC2的首要定论其实十分好了解,让咱们来调查QAHE退磁曲线的I段到III段的改变,当QAHE薄膜之上加盖了超导膜之后,因为超导接近效应的影响,使得原本的C=1到C=0的一步完结的改变,变成了先从N=2态到N=1态,再从N=1态到N=0态的分两步完结的改变,而此前图2(II)所示的两种磁畴的渗流进程,变成了如图4所示的N=2,1,0三种磁畴的渗流改变。方才说过了,原先QAHE I段到III段的渗流改变,能够看成是连通整个样品的长程手性鸿沟态的消失进程。那么相应的三种磁畴的渗流改变就会呈现两个改变,别离对应N=2,1之间和N=1,0之间的两种手性马约拉纳鸿沟态的导经进程。对纵向电导来说,每个马约拉纳鸿沟态奉献半个量子电导,因而当两种马约拉纳鸿沟态都处于导通状况时,系统处于纵向量子电导为1的渠道,而当只需一种马约拉纳鸿沟态都处于导通状况,另一种不导通时,系统则处于纵向量子电导为1/2的渠道。因为在这种状况下原先一步完结的改变分成了两步,一般来说总是会存在中心态,即只需一种马约拉纳鸿沟态导通的状况的,只不过这个半整数渠道究竟会有多宽,是由样品的详细状况来决议。

图4:SC2文章里预言的手性马约拉纳费米子模的渗流改变

理论文章SC2针对存在着较大不均匀性和无序的实践样品,细心剖析了其间的“三色”渗流改变,提出在这种非抱负状况下,原先的一次渗流改变变为两次改变,在两次改变之间的中心区域便是半整数量子电导渠道。应该说SC2中的理论剖析是适当令人信服的,但咱们也不应忽视这两篇文章建立的一个重要理论条件,即超导膜对QAHE薄膜所起的效果,仅仅在于供给一个超导配对效果势,没有其他。在实践样品中,要完结这一点是十分不简略的,这也是我下面要细心向咱们介绍的。

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不完美的试验样品和不同原因导致的半整数渠道

在上一节中现已说到,在QAHE+超导的混合系统中关于呈现手性马约拉纳费米子的理论预言,是根据这样一个假定,即超导膜的效果仅仅在于供给一个超导配对效果势。而在实践资料系统中,在QAHE上面掩盖一层金属膜,或许会发作许多其他效应,风趣的是,这些其他效应,也同样会导致在输运试验中呈现半整数渠道,跟手性马约拉纳费米子没有一点联络的半整数渠道,而这一点正是“天使粒子”试验论文的要害所在,即仅仅看到半整数渠道是远远不够的,还要进一步证明这个半整数渠道是由手性马约拉纳费米子引起的。

下面,我就来讲讲QAHE上面掩盖金属膜或许导致的其他效应,其实都能够归结为一点,即金属膜和QAHE触摸后将导致额定的非均匀性。这儿首要考虑的一个要素是铁磁和超导互相竞争的问题,在SC1和SC2中,都只考虑了完美的超导膜对铁磁的超导接近效应,而没有考虑铁磁对超导的按捺效果。假如考虑到这一点,再加上在异质结的界面层中总是很难防止呈现很多结构缺点,那么咱们能够得到以下估测。即因为铁磁对超导的按捺和界面结构中的缺点和不均匀性,导致在QAHE和超导膜之间的界面层中呈现不超导但导电的金属畴,如图5所示。假如这些金属畴互相连通,即导致图5中上下两个手性费米子边际态之间的短路,如图5所示。短路之后,掩盖的超导膜就等价于加入了一个中心电极,整个电路适当所以两个互相串联的QAHE系统,因为每个QAHE系统中的一对手性费米子鸿沟态奉献一个量子单位的纵向电导,两个QAHE系统串联后总电导折半,便是1/2 e^2/h。Penn State常翠祖小组的试验成果,就能够用这种简略的短路来解说,在常组的试验曲线中,能够看到除了在磁矩改变区以外,其他区域纵向电导都是半整数渠道,据笔者所知还有其他一些从事这方面研讨的闻名研讨组也得到了与常组类似的成果。

图5:(示意图)当超导膜与QAHE界面层呈现连通两个鸿沟的非超导金属区

而王康隆组在Science上宣布的数据,则跟上面说到的常组数据很不相同,至少从外表上看,这组数据跟SC1和SC2理论文章中预言的曲线十分类似。仅有的不同是,在王组的Science数据中,缺少严厉的零电导渠道,这一点或许跟温度还不够低有关,除此之外e^2/h和1/2 e^2/h的渠道都比较显着。咱们能够自行比照何文的Fig.2跟SC1文中的Fig.3。可是,即便是百分之百地完结SC1文章中预言的退磁电导曲线,也不能承认便是手性马约拉纳鸿沟态的奉献,原因很简略,便是还存在着跟马约拉纳彻底无关的其他种种或许性。

自己在这儿供给一种平凡的解说,以开辟一下咱们的思路。假定出于超导膜成长进程中的某种原因,超导膜跟QAHE系统只在样品内部是很好的欧姆触摸,并且因为样品中存在的很多缺点,在样品内部超导膜跟QAHE系统的界面层中呈现不超导的金属畴,如图6所示,图中的赤色方框便是超导膜,而中心的蓝色区域则代表不超导的界面金属畴。而在样品的边际,出于某种原因,并未构成欧姆触摸,因而在样品的边际,QAHE的手性鸿沟态和超导膜之间是高阻隔离的状况。这样,只需QAHE的手性鸿沟态是乖乖地严厉沿着样品边际走的,那么它便是安全的,不会因碰到样品内部的金属区而导致短路,这时系统的纵向电导就应该是e^2/h。在退磁曲线的高场区,便是这种状况。而第一节里介绍过,在退磁曲线的低场改变区,因为呈现磁畴结构,QAHE系统的手性鸿沟态不再严厉沿着样品边际,而是必定程度上向体内扩展,如图2(II)所示。当手性鸿沟态扩展到必定程度,就会在镀膜区域碰到样品内部界面中存在着的金属区,然后构成短路。因为这种短路只发作在镀膜区域,尔后整个系统就能够看作是两个串联的QAHE,然后得到1/2电导渠道。知乎上有位名叫“大漠孤烟直”的小兄弟,觉得这种受磁场调控的短路机制很魔幻,其实并不魔幻,不过是QAHE的手性边际态在退磁进程中向样品内部开展,然后导致短路。事实上,QAHE中手性边际态的这种从边际向样品内部扩展的改变,现已有直接观察到的试验依据,详见Stanford大学Ζ.Χ. Shen小组的相关作业。

图6:(示意图)当超导膜与QAHE界面层内部呈现非超导金属区

终究也要指出一点,即便在SC1与SC2的理论假定都满意的条件下,即在QAHE和超导膜之间只存在超导配对耦合的状况下,也还存在着由Andreev反射进程引起的机制,在渗流改变点邻近引起1/2量子电导渠道。这一机制,本质上是因为渗流途径长度在改变点邻近发散引起的,也不需求呈现手性马约拉纳费米子。在何文宣布今后,好几个研讨组都宣布论文谈论了这个机制,如MIT的文小刚组 [PRL 120, 107002 (2018)],马里兰大学的Jay D. Sau小组 [PRB 97, 100501 (2018)] 和香港科大的Vic Law组 [PRB96, 041118(R) (2017)] 等。

请咱们自己细心想一想,不难得出定论,即在自己假定的状况下,也能够得出跟SC1理论文章中彻底相同的退磁电导曲线,而其间不光没有涉及到任何手性马约拉纳费米子,并且跟界面层以外的“超导膜”是否真的超导也彻底没有联络。所以,看到这儿,我期望咱们能了解,单单在退磁电导曲线中测到半整数渠道是不能阐明任何问题的,因为解说不仅有,我这儿供给的仅仅其间一种平凡解说。要证明这个半整数渠道真的是由手性马约拉纳费米子导致的,才是要害。据笔者了解到的第一手信息,当年的某位审稿人也说到了这种平凡的或许性,要求作者供给更进一步的试验依据,以扫除这种平凡的短路机制。

在何文中,终究又供给了另一个试验依据,即把磁场加大到超导膜的上临界场之上,导致超导膜彻底失掉超导电性后,他们发现系统的纵向电阻又回到了半整数渠道,参看何文Fig.4(A)。按我看来,这是全文最要害的一个试验依据,证明了用强磁场损坏超导今后,才真实造成了系统的短路,那么此前在弱场区域的半整数渠道就很或许不是因为短路,而是其他机制,比方SC1和SC2文中提出的手性马约拉纳费米子机制。尽管说高场下半整数渠道的试验并不能扫除去一切其他或许的非马约拉纳机制,比方前面说到的小刚教师和Jay Sau教师提出的渗流加Andreev反射的机制,可是它确实能扫除去一些平凡的机制,例如笔者在前文中提出的那个机制,也能够在必定程度上被这个高场试验所扫除。而在何文的审稿进程中,也正是这个试验终究说服了审稿人,然后使得该文得以被Science承受。

4

何文数据的可重复性问题和王康隆小组的新数据

有了前文的常识储藏,咱们现在能够来谈论一下王康隆组的新数据了。2017年夏,何文宣布今后,敏捷引起了许多同行的重视。王组的试验假如终究证明真的是由手性马约拉纳费米子引起的,那么该试验确实是向拓扑量子核算迈出了重要的第一步,这以后还有许多后续作业能够在此基础上推动。而要在这方面开展作业的第一步,当然便是重复王组此前的试验成果。可是,差不多两年过去了,几个想重复这一试验的组都失利了。所以,咱们期望至少王康隆组自己能重复。这些我就不在这儿展开了。

在我看来,宣布在Science上的何文成果应该是能够根本扫除去两个边际短路的平凡机制的,它的要害在于以下三点:

(1)1/2量子电导渠道是系统内呈现渗流改变,电导发作从1到0,或许从0到1的量子跳动时发作的中心状况,所以它应该即呈现在电导下降段,也应该呈现在电导上升段,换句话说在退磁曲线的表里两边都应该观察到1/2渠道。

(2)1/2量子电导渠道应该呈现在1和0量子电导渠道之间,也便是说系统应该有0,1/2和1三种量子电导渠道,而不是只需1/2一种渠道。

(3)当磁场强度大于超导膜的上临界场后,超导被损坏,这时应导致彻底的短路,系统又回到1/2量子电导的状况。

以上三个根本特征,在何文中都根本观测到了。再来看王组的新数据,对照一下咱们能够看到,新数据不满意以上任何一点。关于第一点来说,新数据在退磁曲线的一侧看到一个很大的1/2渠道,而在另一侧则彻底没有渠道。关于第二点,新数据彻底没有量子数为1的电导渠道,只需1/2渠道。关于第三点,新数据中彻底没有高场观测数据。当然,王康隆先生与他的协作者们很尽力地企图重复此前的成果,精神可嘉,但革新没有成功,老(小)王(何)仍需尽力。

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