|作者：阮威1,† 陈仙辉2,†† 张远波1,3,†††
(1 复旦大学物理学系 应用表面物理全国重点实验室)
(2 中国科学技术大学物理学院)
(3 复旦大学 新基石科学实验室)
本文选自《物理》2026年第10期
高温超导是凝聚态物理领域最重要、也最具挑战性的前沿之一。自1986年铜氧化物高温超导体被发现以来[1]，人们逐渐认识到其超导电性主要发生在CuO2原子层内。而且，无论是铜氧化物、铁基超导体，还是近年来发现的镍氧化物超导体，所有已知的常压高温超导材料都具有类似的原子层状结构特征。这个观察自然而然引出一个有意思的问题：如果把材料真正减薄到极限，只保留一个承载超导的二维原子层，高温超导还能否存在？换句话说，高温超导电性本质上是否是二维的？
这不仅是一个材料制备的技术问题，还关系到二维体系中长程序的基本物理。Mermin—Wagner定理指出，由于热涨落，严格二维体系中原则上并不存在有限温度下的超导长程序[2]。实际二维层状材料中的超导零电阻态，原则上也需要借助额外机制来实现，例如磁通涡旋—反涡旋束缚所导致的Berezinskii—Kosterlitz—Thouless (BKT)相变[3]，以及层间耦合作用等。正因如此，一个看似简单的问题就变得格外重要：为什么常压高温超导都出现在原则上不利于形成超导的二维层状材料中？这个问题或许正是理解高温超导机制的一个关键。要尝试解开高温超导维度问题的谜团，一个直接的实验方法就是把层状高温超导体减薄到只含单个超导平面的结构单元，在二维极限下探究其内禀物理。
近年来，二维材料制备技术的发展使这个实验成为可能。我们此前的工作表明，机械剥离得到的单层Bi2Sr2CaCu2O8+δ (Bi-2212)的最佳超导转变温度与块体几乎相同；其他各个强关联特性如赝能隙、电荷序、莫特关联性等均在单层样品中得以完整保留[4]。然而，Bi-2212的一个单层结构单元实际上包含了两个CuO2面；两个面之间的耦合可能稳定了超导相，从而掩盖了真正单个CuO2面的维度效应。因此，要探究高温超导在二维极限下能否存在，更理想的材料体系恰恰是单层Bi2Sr2CuO6+δ (Bi-2201)，因为它在单层极限中只含有一个CuO2面(图1(a))。
图1 材料晶体结构示意图和扫描隧道显微学结果 (a)Bi-2201和Bi-2212晶体结构对比示意图；(b)单层Bi-2201表面形貌图，其中平行排列的条纹是表面重构导致的超晶格调制，下方的内插图清晰展示了原子级平整、洁净的表面晶格结构；(c)在最佳掺杂(OP)和三个依次降低的代表性欠掺杂(UD-1，UD-2，UD-3)单层Bi-2201样品上测得的空间平均微分电导谱(曲线经过偏移以便于清晰展示，水平线表示相应数据曲线的零电导值)，其中Δ1为赝能隙，Δ0为超导能隙
沿着这一思路，我们通过低温、惰性气氛和超高真空条件下的机械剥离与器件制备，获得了高质量的本征单层Bi-2201。结合扫描隧道显微谱学和低温输运测量，系统研究了单个CuO2面中的高温超导、电子关联现象及其量子相变行为。相关成果近期发表于Nature[5]。
扫描隧道显微学研究结果表明，单层Bi-2201具有原子级洁净表面，其表面原子排布和超晶格调制结构与块体一致(图1(b)；内插图展示了原子级平整、洁净的表面晶格结构)。更重要的是，单层材料的扫描隧道谱显示，块体Bi-2201中与高温超导密切相关的节点超导能隙、反节点赝能隙这一“两能隙”特征在单层中依然存在(图1(c))。进一步的准粒子干涉测量表明，随着载流子掺杂浓度的变化，单层样品中的电子结构也会经历从费米弧到闭合费米面的演化，这与块体Bi-2201中的结果一致[6]。与此同时，还能观察到与块体一致的、周期约为3.9个晶格常数的棋盘状电荷有序。上述结果说明，即便只剩下一个CuO2面，铜氧化物中的超导能隙、赝能隙、电荷有序以及莫特关联等高温超导物理特征仍然得以保留，从单层二维极限层面为高温超导的二维本质提供了直接的实验证据。
单层Bi-2201的另一关键优势是前所未有的掺杂可调性。铜氧化物中的空穴浓度通常由氧含量决定。实验发现，单层Bi-2201中间隙氧的扩散势垒约为0.37 eV，因此可以通过温和的真空退火将氧逐步移出样品，也可以通过臭氧环境处理将氧重新掺入晶体。利用正常态电阻(R□)与空穴浓度之间的经验关系，实验中可以实现精细调控空穴掺杂浓度(p)及其实时监测。这一方法不仅能在同一个单层样品中覆盖从莫特绝缘相、 欠掺杂超导、最佳掺杂到过掺杂的完整相图，还能把掺杂步长控制到约δp≈0.0005的精度(图2(a))。
图2 单层Bi-2201的可调掺杂相图和维度效应 (a)电阻随温度和掺杂的变化，已归一化为其在T=180 K时的值，其中蓝色空心圆标记了超导转变温度Tc，掺杂浓度由经验公式p=608Ω/R□(180 K)确定；(b)单层、双层、三层、四层以及块体Bi-2201样品的电阻—温度曲线。为了清楚地展示层数依赖，均相对100K的电阻值做了归一化。下方图中总结了从电阻—温度曲线中得到不同厚度样品的最佳超导转变温度，其中单层和双层Bi-2201中的最佳超导转变温度相比块体下降约10%
在这一极限二维平台上，清晰的维度效应得以显现。对于最佳掺杂的Bi-2201，其单层和双层样品的最佳超导转变温度约为31.1 K，而对三层及更厚样品(包括块体)，其最佳超导转变温度约为34.6 K。也就是说，当体系减薄到单层或双层时，最佳超导转变温度出现约10%的降低(图2(b))。这个结果与此前Bi-2212单层中最佳超导转变温度基本不变的现象形成鲜明对比[4]，说明在高温超导二维本质的基础上，真正单个CuO2面确实会引起额外的维度依赖效应。可能的机制包括层间约瑟夫森隧穿、应变耦合等作用。但无论具体机制如何，单个CuO2面本身能够承载稳健的高温超导。
更出人意料的现象出现在极欠掺杂区域，也 就是超导相与莫特绝缘母相之间的量子相变临界点附近。传统的量子临界现象通常表现为，在临界空穴浓度pc附近，不同温度下的电阻曲线相交于同一个量子临界点，对应临界电阻值Rc，并满足有限尺寸标度关系：
R□/Rc = f (|p - pc|T -1/vz ) ,
在较高温区，单层Bi-2201数据的确表现出这种常规标度行为，得到的临界指数vz约为1.5，与已报道的结果相近[7]。然而，当温度进一步降低时，电阻等温线的交点不再固定，而是随温度窗口移动；同时，有效临界指数迅速增大，并在低温极限趋于发散。这种发散临界行为可用类似量子Griffiths奇异性的图像描述[8]。量子Griffiths奇异性早在五十余年前就被预言存在于无序体系中，近十年来在一系列超导材料中被陆续发现，涵盖传统二维超导体、铁基和镍基超导等[9]。单层Bi-2201的结果表明，这种奇异性同样出现在极端二维极限条件下的铜基超导体中，反映出二维强关联体系中无序、电子不均匀性和超导涨落之间的非平庸耦合(图3(a))。
图3 超导—绝缘体量子相变临界区域的反常金属态和量子Griffiths行为 (a)有效临界指数vz随掺杂浓度的变化。在量子临界点附近不再表现为普适的标度律，而是在不同温度窗口(见内插图)中表现出不同的有效vz临界指数，并且它随掺杂浓度呈现发散的量子Griffiths奇异行为，这一发散行为可以用vz∝|p-pc*|-vψ来描述，其中νψ是相应的临界指数，数值是0.54±0.10；(b)不同掺杂浓度下单层Bi-2201的电阻随温度倒数的变化。可以看到，在低温下电阻饱和至有限值(虚线)，表现出反常金属态行为(起始点由箭头标出)
为了进一步确定低温基态，实验中将样品冷却至约100 mK，并精细调控空穴掺杂浓度(图3(b))。结果发现，在超导相和绝缘相之间并非简单的直接相变，而是出现了一个反常金属态[10]。在掺杂接近量子临界区域时，样品的电阻既没有像超导体那样降为零，也没有像绝缘体那样随温度降低而发散，而是在低温下趋于一个有限的残余饱和电阻，即所谓的反常金属态或“失败的超导体”[11]。更有趣的是，在低掺杂一侧，即使高温行为看起来是绝缘的，低温电阻同样会出现饱和，因此也可以视为一种“失败的绝缘体”。反常金属态此前在二维超导薄膜、二维电子气、高温超导材料中均有报道[11]，这次单层Bi-2201的结果进一步表明，反常金属态是二维超导体系中的一个普适现象。
值得注意的是，这里的反常金属态不仅可以通过改变掺杂浓度实现，也可以通过外加垂直磁场从超导态中诱导出来。实验发现，低温残余电阻随掺杂和磁场的变化均表现出幂律临界行为，拟合得到的临界指数彼此接近。考虑到载流子调控对应电荷自由度的改变，而外加磁场则引入涡旋自由度，这一结果从实验上支持了二维高温超导量子相变中的电荷—磁通对偶物理图像。由此看来，单层Bi-2201中的高温超导并不是直接从莫特绝缘态凝聚而来，而是需要经过一个无能隙、无超流刚度但具有有限电导的玻色金属态。
展望未来，单层Bi-2201为高温超导研究开辟了全新的实验空间。通过静电栅压、离子液体、应变工程、异质结界面和扭转堆叠等手段，人们有望进一步调控单个CuO2面中的载流子浓度、相位刚度和层间耦合。结合扫描探针、输运、光谱和强磁场实验，有望系统且精细地调控其中的量子相变，并深入探究超导相位涨落、赝能隙、超导配对演化等重要的高温超导物理问题。对这些问题的深入理解，或许能为最终破解高温超导机制之谜提供新的线索。
参考文献
[1] Bednorz J G，Müller K A. Z. Physik B-Condensed Matter，1986，64：189
[2] Mermin N D，Wagner H. Phys. Rev. Lett.，1966，17：1133
[3] Kosterlitz J M，Thouless D J. J. Phys. C: Solid State Phys.，1973，6：1181
[4] Yu Y，Ma L，Cai P et al. Nature，2019，575：156
[5] Luo H，Song D，Yu Y et al. Nature，2026，656：609
[6] He Y，Yin Y，Zech M et al. Science，2014，344：608
[7] Bollinger A T，Dubuis G，Yoon J et al. Nature，2011，472：458
[8] Xing Y，Zhang H M，Fu H L et al. Science，2015，350：542
[9] Wang Z，Liu Y，Ji C et al. Rep. Prog. Phys.，2024，87：014502
[10] Fisher M P A. Phys. Rev. Lett.，1990，65：923
[11] Kapitulnik A，Kivelson S A，Spivak B. Rev. Mod. Phys.，2019，91：011002
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