戴希：關於手性馬約拉納費米子最新實驗數據的看法 | 眾妙之門_風聞
返朴-返朴官方账号-关注返朴（ID：fanpu2019）,阅读更多！2019-05-29 09:02
****撰文 |戴希（香港科技大學物理學系講座教授）
導 讀
量子霍爾態是在二維運動的電子在極低温強磁場下所形成的一種非常特殊的物質態。在這一狀態中，所有電子都相互鎖住，只能遵循一個固定的模式跳集體舞（這一固定模式的集體舞就是所謂的拓撲序）。因為運動模式被鎖住固定，所以量子霍爾態沒有內部自由度。但二維量子霍爾態的一維邊緣可以有運動的自由度，它就像水面上起伏運動的波。二維量子霍爾態的一維邊緣波非常特殊：它只能沿着邊界向一個方向跑。這一性質被稱為手性（也叫手徵）。最簡單的量子霍爾態，其邊界只有一支手性波（即一種波動模式），由一個玻色場描述。比較複雜的量子霍爾態，會有好幾支手性波，由幾個玻色場描述。
1991年我和Moore-Read用兩種完全不同的方法獨立發現了一種新的量子霍爾態（我的文章還早發表幾個月），其邊界只有半支手性波，由一個馬約拉納費米場描述。也就是説這半支手性波對應於一維手性馬約拉納費米子。我們當時還發現，在邊界上的手性馬約拉納費米子意味着，在這種量子霍爾態的二維體中會出現一種全新的粒子，它帶有非阿貝爾統計。也就是説這種新粒子，它既不是玻色子，也不是費米子，甚至不是帶分數統計的任意子。它是一種更新更奇怪的粒子。這種非阿貝爾粒子有不受環境干擾的內部自由度，可用來存儲量子信息，而不會由干擾引起信息丟失。因此我們可以用這種非阿貝爾粒子來製造拓撲量子計算機。由於它的重要性，目前有一些凝聚態物理學家在瘋狂的搜尋這一新的非阿貝爾粒子。Moore和Read兩人還因此項工作獲得了2015年狄拉克獎。
1999年，Read和Green發現在二維p波超導體中，也會有非阿貝爾粒子，同時其邊界也有伴生的一維手性馬約拉納費米子。到2015年，張首晟小組指出在最簡單的整數量子霍爾態上覆蓋超導薄膜，可以作為一種實際有效的辦法來實現二維p波超導體，及其邊界上的一維手性馬約拉納費米子（後來一維手性馬約拉納費米子和三維非手性馬約拉納費米子，這兩種很不相同的粒子又被稱為天使粒子。三維非手性馬約拉納費米子被物理學家苦苦搜尋了80年。而一維手性馬約拉納費米子的物理實現是1991年才提出來的，到現在只有28年）。這篇文章所討論的工作，就是試圖用整數量子霍爾態覆蓋超導薄膜這一方法，來實現一維手性馬約拉納費米子。但對實驗觀測到的現象可有多種解釋。一種解釋是通過一維手性馬約拉納費米子，另外一種解釋是通過平庸的短路機制。這篇文章討論了這些觀點的細節，用來評估目前的實驗觀測是不是真的意味着發現了一維手性馬約拉納費米子。
——文小剛
幾周前，王康隆組在Arxiv上貼了一篇文章，介紹了他們組重複實驗的最新進展。此後，有不少業內的同行發信來問我的意見，即王組的最新實驗到底算不算是已經重複了之前他們在Science上文章的結果？（He et al., Science 357, 294–299 (2017)，下面也簡稱“何文”）一一回答太麻煩，所以我就索性寫了這篇文章，也藉此機會向大家介紹一下量子反常霍爾效應體系的一些相關知識。
0 磁學預備知識
此前王康隆組在Science上發表的證明手性馬約拉納費米子存在的關鍵性實驗，是連續改變磁場下的兩端電導σ12測量。由於量子反常霍爾效應是一個鐵磁體系，隨着磁疇的出現和消失，在掃場測量的過程中，會出現大家都熟悉的磁滯回線，如圖0所示。在高磁場下，磁化強度趨於飽和，意味着鐵磁體系中基本只有一種方向（平行於外磁場）的磁疇，隨着外場強度的下降，鐵磁體系內開始出現反方向的磁疇，於是系統的總磁化開始下降。當外場變化到矯頑場（磁滯回線與橫軸的交點）時，鐵磁體系內的正反方向磁疇面積大致相等，對磁化的貢獻互相抵消，於是體系的總磁化強度為零，然後隨着磁場進一步沿反方向增大，反方向磁疇面積越來越大，直至反向飽和。所以磁滯回線的出現，在微觀上是由兩種磁化指向的磁疇之間的相對變化導致的，下面大家會看到，這一點對理解量子反常霍爾效應的物理非常關鍵。
圖0： 鐵磁體中典型的磁滯回線
1 兩種不同的量子反常霍爾效應轉變曲線
在討論手性馬約拉納費米子的實驗之前，有必要先介紹一下作為基礎的量子反常霍爾效應（QAHE, Quantum anomalous Hall effect）。當然，理論上QAHE體系就是陳數非零的二維能帶絕緣體，所以霍爾電導是量子化的平台。然而在實際的QAHE材料體系中，由於QAHE是伴隨着鐵磁態出現的，在掃場過程中會伴隨磁疇的出現，從而不可避免地帶來額外的複雜性。從2013年到現在各實驗組的QAHE實驗觀測，基本上可以分為兩類：
第一類QAHE轉變的特徵是隨着外磁場轉向，霍爾電導的平台直接從1跳變到-1，中間不產生霍爾電導為0的平台，如圖1（a）所示。這種轉變過程往往發生高質量的，空間均勻性非常好的樣品中，樣品內的磁疇相當大，可以在一個很小的外磁場窗口內，直接從正向飽和磁化翻轉到反向飽和磁化。
而第二類的QAHE轉變則如圖1（b）所示，隨着外磁場的轉向，霍爾平台先從1轉變為0，然後再從0轉變為-1。第二類QAHE轉變的重要特點，是在轉變過程中產生了一個額外的零霍爾平台。這個零霍爾平台可以有多種理論解釋，但本質上都是由體系內部磁化強度的空間不均勻性導致的，幾種不同機制的區別只是在於主要的不均勻性發生在z方向，還是xy面內。對於大部分樣品來説，這個零霍爾平台的起源可以歸結為面內的磁疇結構導致的界面態滲流相變。
下面就來簡單描述一下這樣一個滲流相變發生的過程，為了簡單起見，在每個區域內我們假設只存在不多於兩種的不同磁疇。
圖1：兩類不同的QAHE退磁曲線
為了方便描述，我們先把如圖1（b）所示的磁滯回線分為八段，分別用羅馬數字I-VIII來標記。整個滲流轉變過程可以用圖2中相應的八個圖很好地演示，在圖2中，我們用藍、白、綠三種顏色分別代表陳數為1，0，-1的三種拓撲態。在不同的外場下，由於樣品的不均勻性導致局域的磁化強度不同，從而在樣品內部有可能出現以上三種不同的磁疇。
圖2： 出現零電導平台時QAHE內部的滲流轉變圖像
（I）圖中的I區對應高正向磁場，這時鐵磁性的QAHE薄膜處於飽和磁化狀態，體系不存在磁疇結構，其電子結構可以被近似看作一個空間均勻的陳數為1的能帶絕緣體（在圖2中用藍色表示），並具有被局域在樣品邊界的手性邊界態（在圖2中用紅色表示），如圖2（I）所示。
（II）由於磁化強度隨着外磁場下降，體系進入II區，此時體系內開始大量出現陳數為0的區域（在圖2中用白色表示），在白色和藍色區域之間，是陳數分別為1和0的不同拓撲態之間的邊界，因此也會出現手性邊界態。這些新出現的樣品內部的手性邊界態跟原先存在的整個樣品跟真空之間的手性邊界態並無什麼不同，因此這些互相接近的邊界態之間可以通過雜質散射相互耦合，從而在樣品中導致了背散射，在直流輸運實驗上體現出來的，就是電導偏離量子平台，如圖1（b）中的II段所示。同時，在這一階段，由於陳數為零的區域也會出現在樣品的邊緣，導致原先被嚴格限制在邊緣的跨越整個樣品的長程邊緣態與新出現的邊界態產生雜化、重組，從而使得最後重組後的長程邊緣態逐漸擴展到樣品內部，如圖2（II）中的紅線所示。
（III）隨着白色區域的不斷增加，彼此聯通，導致樣品內部出現典型的滲流轉變，轉變之後體系內部如圖2（III）所示，所有的邊界態都只圍繞着一些陳數為1的孤島，而此前一直存在着的橫跨整個樣品的邊界態則消失了，包括樣品內部和邊界在內的體系整體上變成了絕緣體，反映在直流輸運上，就是圖1（b）中III段的零電導平台。需要強調的是，從II到III的轉變，既可以看成是白色（陳數=0）和藍色（陳數=1）區域聯通狀態的切換，也可以等價地看成是連通整個樣品的長程邊界態的演化和消失的過程。在這一過程中，在連通整個樣品的長程邊界態消失之前，伴隨着邊界本身的結構從整齊劃一變為支離破碎，長程邊界態從嚴格被限制在邊界附近，首先演化為逐步深入到樣品內部，最後隨着白色磁疇的增多而徹底消失，所有手性邊界態都被限制在一個個“孤島”周圍。這一特徵對下面要談到的“手性馬約拉納邊界態”的實驗至關重要。好了，講明白了從I區到III區的轉變過程，大家就可以類推從III到V的過程了，這裏就不累述了，參看圖2（IV）到（V）。
講到這裏先總結一下，在實際材料中其實不大會出現圖2（I）那樣的理想情況，但只要圖2（II）中出現的陳數為0的白色區域相對較少，並大多遠離樣品的邊緣，在這種情況下樣品中還是存在着橫跨整個樣品的整體手性邊界態，並且基本不存在背散射，在直流輸運上還能維持e2/h的量子電導。因此，e2/h的量子電導平台可以看作是樣品內部“拓撲相”（藍色）包圍“平庸相”（白色）的後果；反過來，中間出現的零電導平台則是“平庸相”包圍“拓撲相”的後果。需要注意的一點是，在實際材料中，在某些情況下三種不同的相會同時出現，也可能存在第四種磁疇，即金屬性的磁疇，這裏為了簡單起見，忽略了這些可能性，而只保留了當前外場下的兩種主要的相。
2 手性馬約拉納費米子的理論預言
在評論UCLA的實驗數據之前，我還想先簡單介紹一下Stanford張首晟組之前的理論預言。對熟悉量子反常霍爾效應理論的同學來説，理解這一理論工作是相當容易的。在我們當初提出磁性拓撲絕緣體QAHE的Science文章中，有一個簡單的理論模型來解釋此類體系中的QAHE [參看DOI:10.1126/science.1187485，公式（2）和（3）]。在那篇工作中，我們指出，磁性拓撲絕緣體薄膜的低能模型，可以由兩個通過隧道效應耦合在一起的、分處上下兩個表面的二維狄拉克電子態來描寫。當這一體系進入鐵磁態之後，上述電子態還將感受到一個磁化帶來的Zeeman耦合項。對於二維狄拉克電子態來説，上下表面之間的隧道效應Δt和Zeeman耦合Δz是打開能隙的兩種不同方式，當Δt>>Δz和Δz>>Δt時，體系分屬陳數為0（平庸）和1（拓撲）的態，而當Δt與Δz差不多可比時，則發生陳數從0到1的轉變。
當QAHE體系之上被覆蓋了一層超導薄膜以後，通過超導膜的鄰近效應，QAHE中的二維狄拉克電子態又有了第三種打開能隙的機制，即通過超導配對勢Δp來打開超導能隙。於是，三種不同的能隙打開方式導致了三種不同的拓撲態，在張首晟組的文章中（參見https://doi.org/10.1103/PhysRevB.92.064520，為了介紹方便，在下面的行文中，把此文稱為SC1），用馬約拉納費米子的陳數N=0，1，2來分別刻畫這三種不同的拓撲態，分別對應Δt、Δp和Δz佔主導的情況。其中，N=0和N=2的態等價於原先用普通費米子陳數刻畫的C=0和C=1的態，而N=1的態則是新出現的拓撲超導態，在它與其他物態形成的邊界上會出現手性馬約拉納費米子。（請注意，SC1中上述三個能量尺度分別叫做m0，λ和Δ）。
在SC1中，只考慮了比較簡單的clean limit的情況，沒有考慮到無序和形成不同磁疇等等空間不均勻問題。在這種理想的狀況下，退磁過程可以被假設為磁化強度M和Zeeman耦合Δz的連續減小乃至翻轉變號過程，於是在給定的Δt和Δp下，體系將經歷一個從N=2態，到N=1，最後到達N=0的態。上面已經介紹過，N=2和0的兩個態，就是原先的C=1和0的霍爾電導平台，而N=1的態則正好處於從N=2轉變到N=0的過程中，於是，只要這一轉變是連續的，則必然要經過N=1的態，這是SC1這篇文章的一個重要結論。
實驗上，這一新態的出現可以在兩端法測到的縱向電導中體現出來。在低温彈道輸運的條件下，縱向電導即是電導量子e2/h乘以兩端電極之間的導通“channel”個數，對於N=2（C=1）的態，兩對手性馬約拉納費米子（相當於一對普通手性費米子）邊界態將貢獻一整個電導量子e2/h，而在N=1的拓撲超導態中，在邊界處只有一對手性馬約拉納費米子，相當於“半”對普通手性費米子態，它將只貢獻半個電導量子e2/h。於是，如果我們考慮體系的縱向電導在退磁過程中的變化，則可以得到如圖3所示的曲線，這是SC1這篇文章的另一個重要結論。
圖3：SC1文章中理論預言的出現手性馬約拉納費米子以後的縱向電導退磁曲線
到這裏，我們再總結一下，理論文章SC1最早提出了利用超導薄膜和QAHE形成異質結以產生N=1的手性拓撲超導態，在退磁過程中，伴隨着磁化強度M的翻轉，這一拓撲超導態將出現在退磁曲線的中部，其具體體現之一，即是縱向電導出現1/2平台。然而，與理論情況不同的是，實驗上採用的樣品，實際上都存在着較大的零電導平台，也就是説樣品中的不均勻性是比較大的，磁疇結構的變化對樣品輸運性質起到的作用不可忽略。
於是，2017年張首晟組又發表了另一篇理論工作，對存在複雜磁疇結構的退磁過程，進行了仔細的理論研究 [參見SC2，Phys. Rev. B 97, 125408 (2018)]。SC2的主要結論其實非常好理解，讓我們來考察QAHE退磁曲線的I段到III段的轉變，當QAHE薄膜之上加蓋了超導膜之後，由於超導臨近效應的影響，使得本來的C=1到C=0的一步完成的轉變，變成了先從N=2態到N=1態，再從N=1態到N=0態的分兩步完成的轉變，而此前圖2（II）所示的兩種磁疇的滲流過程，變成了如圖4所示的N=2，1，0三種磁疇的滲流轉變。剛才説過了，原先QAHE I段到III段的滲流轉變，可以看成是連通整個樣品的長程手性邊界態的消失過程。那麼相應的三種磁疇的滲流轉變就會出現兩個轉變，分別對應N=2，1之間和N=1，0之間的兩種手性馬約拉納邊界態的導通過程。對縱向電導來説，每個馬約拉納邊界態貢獻半個量子電導，因此當兩種馬約拉納邊界態都處於導通狀態時，體系處於縱向量子電導為1的平台，而當只有一種馬約拉納邊界態都處於導通狀態，另一種不導通時，體系則處於縱向量子電導為1/2的平台。由於在這種情況下原先一步完成的轉變分成了兩步，一般來説總是會存在中間態，即只有一種馬約拉納邊界態導通的狀態的，只不過這個半整數平台到底會有多寬，是由樣品的具體情況來決定。
圖4：SC2文章裏預言的手性馬約拉納費米子模的滲流轉變
理論文章SC2針對存在着較大不均勻性和無序的實際樣品，仔細分析了其中的“三色”滲流轉變，提出在這種非理想情況下，原先的一次滲流轉變變為兩次轉變，在兩次轉變之間的中間區域即是半整數量子電導平台。應該説SC2中的理論分析是相當令人信服的，但我們也不該忽視這兩篇文章成立的一個重要理論前提，即超導膜對QAHE薄膜所起的作用，僅僅在於提供一個超導配對作用勢，沒有其他。在實際樣品中，要實現這一點是非常不容易的，這也是我下面要仔細向大家介紹的。
3 不完美的實驗樣品和不同原因導致的半整數平台
在上一節中已經提到，在QAHE+超導的混合系統中關於出現手性馬約拉納費米子的理論預言，是基於這樣一個假設，即超導膜的作用僅僅在於提供一個超導配對作用勢。而在實際材料體系中，在QAHE上面覆蓋一層金屬膜，可能會產生許多其他效應，有趣的是，這些其他效應，也同樣會導致在輸運實驗中出現半整數平台，跟手性馬約拉納費米子沒有一點關係的半整數平台，而這一點正是“天使粒子”實驗論文的關鍵所在，即僅僅看到半整數平台是遠遠不夠的，還要進一步證明這個半整數平台是由手性馬約拉納費米子引起的。
下面，我就來講講QAHE上面覆蓋金屬膜可能導致的其他效應，其實都可以歸結為一點，即金屬膜和QAHE接觸後將導致額外的非均勻性。這裏主要考慮的一個因素是鐵磁和超導相互競爭的問題，在SC1和SC2中，都只考慮了完美的超導膜對鐵磁的超導臨近效應，而沒有考慮鐵磁對超導的抑制作用。如果考慮到這一點，再加上在異質結的界面層中總是很難避免出現大量結構缺陷，那麼我們可以得到以下推測。即由於鐵磁對超導的抑制和界面結構中的缺陷和不均勻性，導致在QAHE和超導膜之間的界面層中出現不超導但導電的金屬疇，如圖5所示。如果這些金屬疇彼此連通，即導致圖5中上下兩個手性費米子邊緣態之間的短路，如圖5所示。短路之後，覆蓋的超導膜就等價於加入了一箇中間電極，整個電路相當於是兩個彼此串聯的QAHE體系，由於每個QAHE體系中的一對手性費米子邊界態貢獻一個量子單位的縱向電導，兩個QAHE體系串聯後總電導減半，即是1/2 e2/h。Penn State常翠祖小組的實驗結果，就可以用這種簡單的短路來解釋，在常組的實驗曲線中，可以看到除了在磁矩轉變區以外，其他區域縱向電導都是半整數平台，據筆者所知還有其他一些從事這方面研究的著名研究組也得到了與常組類似的結果。
圖5：（示意圖）當超導膜與QAHE界面層出現連通兩個邊界的非超導金屬區
而王康隆組在Science上發表的數據，則跟上面提到的常組數據很不一樣，至少從表面上看，這組數據跟SC1和SC2理論文章中預言的曲線非常相似。唯一的不同是，在王組的Science數據中，缺乏嚴格的零電導平台，這一點也許跟温度還不夠低有關，除此之外e2/h和1/2 e2/h的平台都比較明顯。大家可以自行對比何文的Fig.2跟SC1文中的Fig.3。然而，即使是百分之百地實現SC1文章中預言的退磁電導曲線，也不能確認就是手性馬約拉納邊界態的貢獻，原因很簡單，就是還存在着跟馬約拉納完全無關的其他種種可能性。
本人在這裏提供一種平庸的解釋，以開拓一下大家的思路。假設出於超導膜生長過程中的某種原因，超導膜跟QAHE體系只在樣品內部是很好的歐姆接觸，並且由於樣品中存在的大量缺陷，在樣品內部超導膜跟QAHE體系的界面層中出現不超導的金屬疇，如圖6所示，圖中的紅色方框即是超導膜，而中間的藍色區域則代表不超導的界面金屬疇。而在樣品的邊緣，出於某種原因，並未形成歐姆接觸，因此在樣品的邊緣，QAHE的手性邊界態和超導膜之間是高阻隔離的狀態。這樣，只要QAHE的手性邊界態是乖乖地嚴格沿着樣品邊緣走的，那麼它就是安全的，不會因碰到樣品內部的金屬區而導致短路，這時體系的縱向電導就應該是e2/h。在退磁曲線的高場區，就是這種情況。而第一節裏介紹過，在退磁曲線的低場轉變區，由於出現磁疇結構，QAHE體系的手性邊界態不再嚴格沿着樣品邊緣，而是一定程度上向體內擴展，如圖2（II）所示。當手性邊界態擴展到一定程度，就會在鍍膜區域碰到樣品內部界面中存在着的金屬區，從而形成短路。由於這種短路只發生在鍍膜區域，此後整個體系就可以看作是兩個串聯的QAHE，從而得到1/2電導平台。知乎上有位名叫“大漠孤煙直”的小兄弟，覺得這種受磁場調控的短路機制很魔幻，其實並不魔幻，不過是QAHE的手性邊緣態在退磁過程中向樣品內部發展，從而導致短路。事實上，QAHE中手性邊緣態的這種從邊緣向樣品內部擴展的變化，已經有直接觀察到的實驗證據，詳見Stanford大學Ζ.Χ. Shen小組的相關工作。
圖6：（示意圖）當超導膜與QAHE界面層內部出現非超導金屬區
最後也要指出一點，即使在SC1與SC2的理論假設都滿足的條件下，即在QAHE和超導膜之間只存在超導配對耦合的情況下，也還存在着由Andreev反射過程引起的機制，在滲流轉變點附近引起1/2量子電導平台。這一機制，本質上是由於滲流路徑長度在轉變點附近發散引起的，也不需要出現手性馬約拉納費米子。在何文發表以後，好幾個研究組都發表論文討論了這個機制，如MIT的文小剛組 [PRL 120, 107002 (2018)]，馬里蘭大學的Jay D. Sau小組 [PRB 97, 100501 (2018)] 和香港科大的Vic Law組 [PRB96, 041118(R) (2017)] 等。
請大家自己仔細想一想，不難得出結論，即在本人假設的情況下，也可以得出跟SC1理論文章中完全一樣的退磁電導曲線，而其中不但沒有涉及到任何手性馬約拉納費米子，而且跟界面層以外的“超導膜”是否真的超導也完全沒有關係。所以，看到這裏，我希望大家能明白，單單在退磁電導曲線中測到半整數平台是不能説明任何問題的，因為解釋不唯一，我這裏提供的只是其中一種平庸解釋。要證明這個半整數平台真的是由手性馬約拉納費米子導致的，才是關鍵。據筆者瞭解到的第一手信息，當年的某位審稿人也提到了這種平庸的可能性，要求作者提供更進一步的實驗證據，以排除這種平庸的短路機制。
在何文中，最後又提供了另一個實驗證據，即把磁場加大到超導膜的上臨界場之上，導致超導膜徹底失去超導電性後，他們發現體系的縱向電阻又回到了半整數平台，參看何文Fig.4（A）。按我看來，這是全文最關鍵的一個實驗證據，證明了用強磁場破壞超導以後，才真正造成了系統的短路，那麼此前在弱場區域的半整數平台就很可能不是由於短路，而是別的機制，比如SC1和SC2文中提出的手性馬約拉納費米子機制。雖然説高場下半整數平台的實驗並不能排除掉所有其他可能的非馬約拉納機制，比如前面提到的小剛老師和Jay Sau老師提出的滲流加Andreev反射的機制，但是它的確能排除掉一些平庸的機制，例如筆者在前文中提出的那個機制，也可以在一定程度上被這個高場實驗所排除。而在何文的審稿過程中，也正是這個實驗最終説服了審稿人，從而使得該文得以被Science接受。
4 何文數據的可重複性問題和王康隆小組的新數據
有了前文的知識儲備，我們現在可以來討論一下王康隆組的新數據了。2017年夏，何文發表以後，迅速引起了許多同行的關注。王組的實驗如果最後證實真的是由手性馬約拉納費米子引起的，那麼該實驗的確是向拓撲量子計算邁出了重要的第一步，其後還有許多後續工作可以在此基礎上推進。而要在這方面開展工作的第一步，當然就是重複王組此前的實驗結果。然而，差不多兩年過去了，幾個想重複這一實驗的組都失敗了。於是，大家希望至少王康隆組自己能重複。這些我就不在這裏展開了。
在我看來，發表在Science上的何文結果應該是可以基本排除掉兩個邊緣短路的平庸機制的，它的關鍵在於以下三點：
（1）1/2量子電導平台是體系內出現滲流轉變，電導發生從1到0，或者從0到1的量子跳躍時產生的中間狀態，所以它應該即出現在電導下降段，也應該出現在電導上升段，換句話説在退磁曲線的內外兩側都應該觀察到1/2平台。
（2）1/2量子電導平台應該出現在1和0量子電導平台之間，也就是説體系應該有0，1/2和1三種量子電導平台，而不是隻有1/2一種平台。
（3）當磁場強度大於超導膜的上臨界場後，超導被破壞，這時應導致徹底的短路，體系又回到1/2量子電導的狀態。
以上三個基本特徵，在何文中都基本觀測到了。再來看王組的新數據，對照一下大家可以看到，新數據不滿足以上任何一點。對於第一點來説，新數據在退磁曲線的一側看到一個很大的1/2平台，而在另一側則完全沒有平台。對於第二點，新數據完全沒有量子數為1的電導平台，只有1/2平台。對於第三點，新數據中完全沒有高場觀測數據。當然，王康隆先生與他的合作者們很努力地試圖重複此前的結果，精神可嘉，但革命尚未成功，老（小）王（何）仍需努力。
版權説明：歡迎個人轉發，嚴禁任何形式的媒體未經授權轉載和摘編。
《返樸》，致力好科普。國際著名物理學家文小剛與生物學家顏寧聯袂擔任總編，與幾十位學者組成的編委會一起，與你共同求索。關注《返樸》（微信號：fanpu2019）參與更多討論。二次轉載或合作請聯繫[email protected]。
相關閲讀
1 現實中的“降維攻擊”導致二維拓撲量子物態 | 文小剛點評
2 三位新晉狄拉克獎得主：開宗立派又風格迥異 | 附三人學術報告視頻