并入有包括拓扑绝缘体的拓扑材料的电装置及光学装置

摘要

本发明涉及一种包括电流传输层的电装置，所述电流传输层是使用选自由拓扑绝缘体、量子反常霍尔QAH绝缘体、拓扑绝缘体变体及拓扑磁性绝缘体组成的群组的拓扑材料的层来形成。在一个实施例中，所述电流传输层形成集成电路上的导线，其中所述导线包括两个空间分隔的边缘通道，每一边缘通道仅运载在一个方向上传播的电荷载流子。在其它实施例中，一种光学装置包括使用所述拓扑材料的层形成的光学层。所述光学层可为光吸收层、光发射层、光传输层或光调制层。

权利要求

1.一种电装置，其包含：

集成电路，其包含电流传输层，所述电流传输层是使用拓扑绝缘体材料层形成，其中所述拓扑绝缘体材料具有在体块中的绝缘能带间隙及导电边缘或表面状态，第一电极，其形成在所述集成电路上且在第一位置处与所述电流传输层电接触；

第二电极，其形成在所述集成电路上且在第二位置处与所述电流传输层电接触；

第一电路，其连接到第一电极；及

第二电路，其连接到所述第二电极，

所述第一电路、所述第二电路、所述第一电极、所述第二电极及所述拓扑绝缘体材料层经配置以在所述第一电路与所述第二电路之间在两个方向上运载电流。

2.根据权利要求1所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料层包含具有在所述体块中的绝缘能带间隙及分别由时间反演对称性保护的导电边缘或表面状态的二维2D或三维3D拓扑绝缘体材料层。

3.根据权利要求2所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料层包含二维2D或三维3D拓扑绝缘体变体层，所述拓扑绝缘体变体层是通过厚度控制、通过磁性掺杂或通过将电势施加到2D或3D拓扑绝缘体材料层而由所述2D或3D拓扑绝缘体材料层形成。

4.根据权利要求3所述的电装置，其中所述2D拓扑绝缘体变体层是通过改变2D拓扑绝缘体材料层的厚度来形成，其中当所述2D拓扑绝缘体材料层的所述厚度改变时，所述2D拓扑绝缘体变体层变成拓扑绝缘体或平凡绝缘体。

5.根据权利要求3所述的电装置，其中所述2D拓扑绝缘体变体层由具有接近临界厚度的厚度的2D拓扑绝缘体材料层形成，所述2D拓扑绝缘体变体层变成导体层。

6.根据权利要求3所述的电装置，其中所述3D拓扑绝缘体变体层是通过改变3D拓扑绝缘体材料层的厚度来形成，其中当所述3D拓扑绝缘体材料层的所述厚度减小时，所述拓扑绝缘体材料层的所述表面状态变得有间隙或具有可观的能带间隙，且所述3D拓扑绝缘体变体层变成2D绝缘体。

7.根据权利要求1所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料包括拓扑绝缘体变体层，且所述拓扑绝缘体变体层是含有磁性掺杂的2D或3D拓扑绝缘体材料层，其中所述拓扑绝缘体材料在可编程电路中连接，使得施加到所述拓扑材料的磁场改变由所述磁性掺杂形成的磁畴以控制所述拓扑绝缘体材料的导电率，从而选择性地在所述可编程电路中形成电连接。

8.根据权利要求7所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体变体层是含有表面磁性掺杂的拓扑绝缘体层。

9.根据权利要求7所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体变体层是在所述拓扑材料的所述表面处且在所述拓扑材料的所述体块中含有磁性掺杂的拓扑绝缘体层。

10.根据权利要求3所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料层包含遭受电势的3D拓扑绝缘体变体层，其中在所述将所述电势施加到所述3D拓扑绝缘体变体层之后，所述3D拓扑绝缘体变体层的所述表面状态即刻变成具有有间隙能带间隙或可观的能带间隙的拓扑绝缘体或平凡绝缘体。

11.根据权利要求6所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料层包含具有减小的厚度且遭受电势的3D拓扑绝缘体变体层，其中所述3D拓扑绝缘体变体层的所述表面状态变成具有有间隙能带间隙或可观的能带间隙的拓扑绝缘体或平凡绝缘体。

12.根据权利要求2所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料层是使用选自由以下各项组成的群组的材料形成：HgTe；BixSb1-x；Sb2Te3；Bi2Te3；Bi2Se3；TlBiTe2；TlBiSe2；所选择的三元赫斯勒化合物；所选择的硫属化物，包括Ge1Bi4Te7、Ge2Bi2Te5及Ge1Bi2Te4；及具有强相互作用的拓扑绝缘体，例如AmN、PuTe。

13.根据权利要求1所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料包括量子反常霍尔绝缘体层，且所述量子反常霍尔绝缘体层具有在所述体块中的绝缘能带间隙及由第一陈数保护的无间隙手性边缘状态。

14.根据权利要求7所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料包括拓扑磁性绝缘体层，且所述拓扑磁性绝缘体层包含三维拓扑磁性绝缘体层，其中反铁磁序自发破坏绝缘体层的时间反演对称性且所述拓扑磁性绝缘体层的磁涨落线性地耦合到轴子场。

15.根据权利要求1所述的电装置，其中所述电流传输层在集成电路上形成配置为所述第一电路与所述第二电路之间的互连的导线，其中所述导线包含所述拓扑绝缘体材料中的两个空间分隔的边缘通道，每一边缘通道仅运载在一个方向上传播的电荷载流子，所述两个边缘通道运载在相反方向上传播的电荷载流子。

16.根据权利要求15所述的电装置，其中形成所述导线的所述拓扑绝缘体材料的所述层包含具有在所述体块中的绝缘能带间隙及由第一陈数保护的无间隙手性边缘状态的二维量子反常霍尔绝缘体层，所述手性边缘状态为单向地运载电流的边缘状态，所述二维量子反常霍尔绝缘体层被形成为距接地板或第二导线第一距离，负载具有耦合到所述接地板或耦合到所述第二导线的第二端子。

17.根据权利要求15所述的电装置，其中所述拓扑绝缘体材料的所述层包含具有磁性掺杂的三维拓扑绝缘体变体层，所述三维拓扑绝缘体变体层为具有在所述体块中的绝缘能带间隙的材料，且对所述拓扑绝缘体变体层的所述磁性掺杂破坏所述表面状态的时间反演对称性，其中具有磁性掺杂的所述三维拓扑绝缘体变体层包括第一磁畴的第一区域及第二磁畴的第二区域，所述第二磁畴与所述第一磁畴相反，所述第一及第二区域是由对所述拓扑绝缘体变体层的磁性掺杂形成，且其中所述导线包含形成在所述第一区域与所述第二区域之间的边界处的轴子串互连。

18.根据权利要求17所述的电装置，其中所述轴子串互连包含可重新编程互连，其中所述轴子串互连的编程是通过改变所述第一及第二磁畴的极性来实现。

19.根据权利要求1所述的电装置，其中所述电流传输层包含透明电极。

说明书

并入有包括拓扑绝缘体的拓扑材料的电装置及光学装置

[0001] 相关申请案的交叉参考

[0002] 本申请案主张2010年12月7日申请的序列号为61/420,486的美国临时专利申请案的权益，所述申请案以全文引用的方式并入在本文中。

技术领域

[0003] 本发明涉及并入有拓扑材料(例如拓扑绝缘体)的电装置及光学装置，且特定来说，涉及使用作为电流传输层的拓扑材料(例如拓扑绝缘体)形成的电装置或使用作为光吸收层、光发射层、光传输层或光调制层的拓扑材料(例如拓扑绝缘体)形成的光学装置。

背景技术

[0004] 拓扑绝缘体(TI)为凝聚态物理学、材料科学及电工程所关注的具有绝缘体块间隙及无间隙边缘或表面状态的一种新量子物质状态。已预测且在HgTe/CdTe量子阱中观察到具有量子自旋霍尔(QSH)效应的二维(2D)TI(科学杂志314,1757(2006)；科学杂志318,766(2007)；科学杂志325,294(2009))。接着，发现了三维(3D)TI，例如应变HgTe、BixSb1-x、Sb2Te3、Bi2Te3、Bi2Se3、TlBiTe2、TlBiSe2、所选择的三元赫斯勒化合物及所选择的硫属化物(包括Ge1Bi4Te7、Ge2Bi2Te5及Ge1Bi2Te4)。特定来说，在理论上预测了三维(3D)TI(例如Bi2Se3及Bi2Te3)(自然物理学5,438(2009))具有达0.3eV的体块能隙及由单一狄拉克锥组成的无间隙表面状态。Bi2Se3及Bi2Te3为具有由堆叠五层(QL)组成的分层结构的化学计量菱形晶体，其中在QL(每一QL为约1nm厚)之间存在相对弱的范德华耦合。
因此，已使用具有精确厚度控制的各种半导体处理技术成功地在硅、二氧化硅、氮化硅及碳化硅衬底上生长高质量薄膜，这使得进一步的科学研究及可与当今的电子器件集成的应用成为可能。近来，已预测到越来越多的新型拓扑材料且正处于实验性实现阶段，其包括具有强相互作用的拓扑绝缘体(例如，AmN、PuTe)(参见，arxiv.org/pdf/1111.1267)、量子反常霍尔绝缘体(例如掺杂Mn的HgTe量子阱、掺杂Cr/Fe的Bi2Se3/Bi2Te3/Sb2Te3及GdBiTe3量子阱)(参见arxiv.org/pdf/1108.4857)及拓扑磁性绝缘体。所有这些新型拓扑材料具有独特的物理性质及在电子及光学装置中的潜在应用。

发明内容

[0005] 根据本发明的一个实施例，电装置包括使用拓扑材料层形成的电流传输层，所述拓扑材料选自由拓扑绝缘体、量子反常霍尔(QAH)绝缘体、拓扑绝缘体变体及拓扑磁性绝缘体组成的群组。拓扑绝缘体及QAH绝缘体都具有体块中的绝缘能带间隙及导电边缘或表面状态，所述拓扑绝缘体变体由拓扑绝缘体材料形成，且所述拓扑磁性绝缘体为反铁磁性绝缘体。所述电装置进一步包括与电流传输层电接触的至少一个电极。

[0006] 在一个实施例中，电流传输层在集成电路上形成导线，所述导线被配置为信号源与负载的第一端子之间的互连。所述导线包括两个在空间上分隔的边缘通道，其中每一边缘通道仅运载在一个方向上传播的电荷载流子，且两个边缘通道运载在相反方向上传播的电荷载流子。

[0007] 在另一实施例中，所述拓扑材料层用于形成晶体管的沟道区域。

[0008] 根据本发明的另一实施例，光学装置包括使用拓扑材料层形成的光学层，所述拓扑材料选自由拓扑绝缘体、量子反常霍尔(QAH)绝缘体、拓扑绝缘体变体及拓扑磁性绝缘体组成的群组。拓扑绝缘体及QAH绝缘体都具有体块中的绝缘能带间隙及导电边缘或表面状态，所述拓扑绝缘体变体由拓扑绝缘体材料形成且所述拓扑磁性绝缘体为反铁磁性绝缘体。所述光学层为光吸收层、光发射层、光传输层或光调制层中的一者。

[0009] 在考虑以下详细描述及附图之后更好地理解本发明。

附图说明

[0010] 图1(a)说明根据本发明的一个实施例的用于高速公路互连装置的电路模型。

[0011] 图1(b)说明根据本发明的一个实施例的量子反常霍尔高速公路互连装置。

[0012] 图1(c)说明根据本发明的一个实施例的可重新编程无耗散拓扑轴子串互连装置。

[0013] 图2为比较铜互连及高速公路互连的电阻的曲线图。

[0014] 图3(a)及3(b)说明根据本发明的一个实施例的集成晶体管及轴子串互连的可重新编程体系结构。

[0015] 图4为根据本发明的一个实施例的拓扑绝缘体晶体管的透视图。

[0016] 图5为沿着线A-A'的图4的拓扑绝缘体晶体管的横截面图。

[0017] 图6说明HgTe量子阱在临界厚度下的狄拉克谱。

[0018] 图7(a)到7(c)说明2D拓扑绝缘体材料的厚度或压力诱发的拓扑相变。

[0019] 图8为根据本发明的一个实施例的呈平面几何形状的高速拓扑绝缘体晶体管的横截面图。

[0020] 图9为根据本发明的一个实施例的TI倍频器的透视图。

[0021] 图10为根据本发明的一个实施例的TI光检测器的透视图。

[0022] 图11为根据本发明的替代实施例的TI光检测器的透视图。

[0023] 图12说明轴子电磁极化子的色散谱。

[0024] 图13(a)及13(b)说明归因于轴子电磁极化子能谱中的间隙的在拓扑磁性绝缘体层中实现的衰减全反射(ATR)。

[0025] 图14说明根据本发明的实施例的拓扑绝缘体变体层中的图像电荷及点状电荷的单极。插入图14(a)说明拓扑绝缘体变体层及电场和表面电流的平面内分量的俯视图。

[0026] 图15为根据本发明的一个实施例的并入有拓扑绝缘体变体层的磁性存储器装置的横截面图。

具体实施方式

[0027] 根据本发明的原理，电装置并入有拓扑材料层作为电流传输层。所述电装置包括与所述电流传输层电接触的至少一个电极。根据本发明的另一方面，光学装置并入有拓扑材料层作为光吸收层、光发射层、光传输层或光调制层。在一个实施例中，拓扑材料层可形成光传输层，其中所述拓扑材料改变入射光的偏振。可通过追踪在所述拓扑材料层中运载的入射光的偏振的旋转角度来操作如此构造的光学装置。

[0028] 在本发明中，术语“拓扑材料”用于共同指代包括拓扑绝缘体、拓扑绝缘体的变型或变体、量子反常霍尔(QAH)绝缘体及拓扑磁性绝缘体的材料群组。在本发明的实施例中，拓扑绝缘体的变体是通过厚度控制、通过磁性掺杂或通过所施加的电场来构造，如下文将更详细解释。

[0029] (1)拓扑绝缘体

[0030] 在本描述中，拓扑绝缘体(TI)(二维或三维的)是具有在体块中的绝缘能隙及在材料边界上的由时间反演对称性保护的无间隙边缘或表面状态的材料。即，拓扑绝缘体为具有体块绝缘能隙及受保护而免于任何时间反演不变扰动的导电表面状态或边缘状态的材料。在本描述中，无间隙边缘或表面状态指代具有零能带间隙的边缘状态或表面状态。换句话说，拓扑绝缘体是在其内部表现为绝缘体同时允许电荷在其边界上移动的材料。

[0031] 因此，在本描述中，拓扑绝缘体指代具有绝缘体块及导电边缘或导电表面的材料。即，3D拓扑绝缘体层的表面状态是无间隙的或具有可忽略的能带间隙。此3D拓扑绝缘体的表面表现为支持电流传输的导体。同时，3D拓扑绝缘体层的体块表现为绝缘体。在二维(2D)拓扑绝缘体的情形中，2D拓扑绝缘体的边缘表现为导体而体块表现为绝缘体。

[0032] (2)拓扑绝缘体的变体

[0033] 根据本发明的实施例，通过控制拓扑绝缘体层的厚度、通过使用磁性掺杂或通过使用所施加的电场来构造拓扑绝缘体的变体。

[0034] (a)厚度控制。在本发明的实施例中，通过控制或改变正在形成的拓扑绝缘体层的厚度来形成拓扑绝缘体的变体。更具体来说，可以不同厚度来形成2D或3D拓扑绝缘体层以构造具有不同电性质的拓扑绝缘体变体。

[0035] 在一个实施例中，通过改变二维(2D)拓扑绝缘体层的厚度而由2D拓扑绝缘层形成2D拓扑绝缘体的变体。当2D拓扑绝缘体变体层的厚度增大或减小时，在某些厚度下，2D拓扑绝缘体层的边缘状态消失，使得整个2D TI变体变成平凡绝缘体。此外，当2D拓扑绝缘体具有接近临界厚度的厚度时，2D TI变体在整个边缘及体块上变得无间隙或接近无间隙，且2D TI变体层即使在低温下也表现为导体。

[0036] 因此，在本描述中，2D拓扑绝缘体指代具有绝缘体块及导电边缘的材料。此外，具有厚度控制的2D拓扑绝缘体变体指代通过改变2D拓扑绝缘体层的厚度以调制2D拓扑绝缘体层的边缘导电率或能隙而形成的材料。在某些厚度下，2D拓扑绝缘体的边缘状态消失且2D拓扑绝缘体变体变成平凡绝缘体。然而，当2D TI层的厚度接近临界厚度时，表面变成导体。

[0037] 在另一实施例中，三维(3D)拓扑绝缘体的变体由具有减小的厚度(例如小于几十纳米)的3D拓扑绝缘体层形成。3D拓扑绝缘体变体变成二维(2D)绝缘体且可表现为2D拓扑绝缘体或2D平凡绝缘体。更具体来说，3D拓扑绝缘体变体的表面状态变得有间隙或具有可观的能带间隙。此外，当由具有减小的厚度的3D拓扑绝缘体形成的2D绝缘体接近临界厚度时，3D TI变体在整个表面及体块上变得无间隙或接近无间隙，且3D TI变体层即使在低温下也表现为导体。

[0038] 因此，在本描述中，3D拓扑绝缘体指代具有绝缘体块及导电表面的材料。此外，具有厚度控制的3D拓扑绝缘体变体指代通过减小3D拓扑绝缘体层的厚度以调制3D拓扑绝缘体层的表面导电率或能隙而形成的材料。在某些厚度下，3D拓扑绝缘体的表面状态变成2D绝缘体。然而，当3D TI层的厚度接近由其形成的2D绝缘体的临界厚度时，表面变成导体。

[0039] (b)磁性掺杂。在本发明的实施例中，通过使用磁性杂质掺杂3D拓扑绝缘体层来形成3D拓扑绝缘体的变体。3D拓扑绝缘体变体的表面状态因有间隙的能带或可观的能带间隙而变得绝缘。在本发明的实施例中，具有磁性掺杂的3D TI变体是通过表面掺杂而形成。在其它实施例中，具有磁性掺杂的3D TI变体是通过掺杂3D拓扑绝缘体层的表面及体块来形成。

[0040] 如上文论述，3D拓扑绝缘体的表面状态的拓扑保护是基于时间反演对称性。非磁性杂质不破坏时间反演对称性，且因此不会使对表面状态的拓扑保护无效。然而，当3D拓扑绝缘体被用磁性杂质(例如，铁)进行表面掺杂或由磁性材料覆盖时，杂质之间的交换耦合在表面上产生有限磁化。此磁化破坏了拓扑绝缘体的表面上的时间反演对称性，从而在表面状态的能谱中打开间隙。(参见物理评论快报102,156603(2009))。因此，对于以磁性杂质进行表面掺杂的3D拓扑绝缘体，3D拓扑绝缘体变体的表面状态变得有间隙或具有可观的能带间隙。此3D TI变体将展现对于许多应用至关重要的拓扑磁电效应。(参见，物理评论B，卷78，页码195424(2008))

[0041] (c)所施加的电场。当3D拓扑绝缘体变体被形成为具有降低的厚度时，3D拓扑绝缘体变体的表面变成有间隙能带绝缘体或半导体，其中表面状态的导电率可通过所施加的电势来调制。即，3D拓扑绝缘体变体的表面表现为具有可调带隙的绝缘体材料。

[0042] 用于形成拓扑绝缘体层的已知材料包括：HgTe、BixSb1-x、Sb2Te3、Bi2Te3、Bi2Se3、TlBiTe2及TlBiSe2。也可使用所选择的三元赫斯勒化合物或所选择的硫属化物(例如Ge1Bi4Te7、Ge2Bi2Te5及Ge1Bi2Te4)来形成拓扑绝缘体。可能存在用于形成拓扑绝缘体的其它材料或化合物。近来，已在理论上预测具有强相互作用的一类拓扑绝缘体，例如AmN及PuTe。可使用当前已知或待开发的任何拓扑材料来构造本发明的电及光学装置。

[0043] (3)量子反常霍尔(QAH)绝缘体

[0044] 在本描述中，量子反常霍尔(QAH)绝缘体为具有绝缘体块带隙及由第一陈数保护的无间隙手性边缘状态的时间反演对称性破坏的二维(2D)绝缘体材料。手性边缘状态指代单向运载电流的边缘状态。与量子霍尔绝缘体相比，QAH绝缘体不具有朗道能级，且不需要磁场或仅需要小磁场。

[0045] 在本发明的实施例中，QAH绝缘体是(例如)通过使用磁性掺杂由时间反演对称性破坏的2D拓扑绝缘体形成。在其它实施例中，QAH绝缘体由具有磁性掺杂的2D平凡绝缘体形成。最后，在一些实施例中，QAH绝缘体可固有地由2D磁性定序绝缘体材料形成。

[0046] 近年来已发现霍尔效应及自旋霍尔效应的量子版本。已在理论上预测了量子化的反常霍尔(QAH)效应(参见，物理评论快报.101,146802(2008)；科学杂志329,5987(2010))。一种实现QAH绝缘体的方式是通过组合的自发磁矩和自旋轨道耦合来产生拓扑非平凡电子结构，从而导致不具有朗道能级的量子化霍尔效应。近来，基于技术发展水平的基本原理计算，已预测可在Hg1-yMnyTe量子阱中(参见，物理评论快报
101,146802(2008))及在以过渡金属元素(Cr或Fe)掺杂的辉碲铋矿半导体Bi2Te3,Bi2Se3及Sb2Te3中(参见，科学杂志329,5987(2010))中实现量子反常霍尔效应。特定来说，与需要自由载流子来介导(mediate)磁性耦合的常规稀磁性半导体形成鲜明对比，当以过渡金属元素(Cr或Fe)掺杂时，辉碲铋矿半导体Bi2Te3、Bi2Se3及Sb2Te3形成磁性定序绝缘体(参见，科学杂志329,5987(2010))。举例来说，QAH绝缘体可固有地由为2D磁性定序绝缘体材料的GdBiTe3量子阱形成。

[0047] 二维薄膜中的磁序产生以有限陈数为特征的拓扑电子结构，其具有量子化霍尔导2
电率e/h。因为手性边缘状态的实现，长久以来所追求的QAH绝缘体状态的实验性实现可使得强健的无耗散电荷传输成为可能。

[0048] (4)拓扑磁性绝缘体

[0049] 在本描述中，拓扑磁性绝缘体为反铁磁性绝缘体，其中反铁磁序自发地破坏拓扑绝缘体材料的时间反演对称性，且磁涨落线性地耦合到轴子场，从而在凝聚态物质系统中实现动态轴子场。

[0050] 绝缘体的电磁响应由麦克斯韦方程描述，由使电场E与位移矢量D相关且使磁感应B与磁场H相关的本构关系补充：

[0051] D=ε0E+P–(θ/2π)2αB，且

[0052] H=B/μ0–M+(θ/2π)2αE，

[0053] 其中P为电极化，M为磁化，ε0为电容率且μ0为导磁率。项α(～1/137)为精细结构常数，且θ为称为轴子场的角变量，对于平凡绝缘体来说，所述角变量等于0mod2π，且对于拓扑绝缘体来说所述角变量等于πmod2π。(参见，物理评论B，卷78，页码195424(2008))。

[0054] 附加项“(θ/2π)2αB”及“(θ/2π)2αE”混合电场及磁场，且因此对应于拓扑磁电效应。与通过取决于系统详情的电极化率χe及磁化率χm描述的电极化P=ε0χeE及磁化M=χmH不同，磁电响应系数(θ/2π)2α被量化成为精细结构常数α(一通用数字)的整数倍。麦克斯韦方程与经修改的本构关系集合一起描述所谓的拓扑磁电效应或轴子电力学(axion electrodynamics)(参见，物理评论B，卷78，页码195424(2008))。

[0055] 然而，轴子场θ在时间反演不变平凡或拓扑绝缘体中是静态的。在本发明的实施例中，利用平凡或拓扑绝缘体中的反铁磁性长程序，所述反铁磁性长程序自发地破坏绝缘体材料的时间反演对称性，使得轴子场θ变成取0到2π的连续值的动态轴子场。此反铁磁性绝缘体在本文中称为“拓扑磁性绝缘体”，其中反铁磁序自发地破坏绝缘体材料的时间反演对称性，且磁涨落线性地耦合到轴子场，从而在凝聚态物质系统中实现动态轴子场。

[0056] 拓扑材料的优势

[0057] 根据本发明的实施例，使用上文描述的拓扑材料形成用于各种应用的电装置及光学装置。在本描述中，“电装置”指代对电流进行操作的电装置，包括但不限于例如晶体管、电阻器及集成电路的电子装置。在本描述中，“光学装置”指代操作以发射光、吸收光、传输光或调制光的任何光学装置，包括但不限于例如激光器、波导、光学检测器及光学调制器的光学装置。本文中描述的拓扑材料的物理性质提供了优于使用常规材料形成的电装置及光学装置的许多优势。

[0058] 首先，拓扑材料的特殊螺旋自旋织构(texture)导致对归因于杂质及粗糙度的载流子反向反射的抑制。因此，拓扑材料具有长平均自由程以实现高电子速度，从而可实现超越可使用常规材料实现的高速度或高频率应用。

[0059] 更具体来说，拓扑绝缘体属于具有强自旋轨道耦合的一类材料。电子状态在体块内完全间隙化，但时间反演对称性以线性能量色散关系保护无间隙表面状态。因为时间反演对称性保护，拓扑绝缘体的表面状态不能被任何非磁性杂质反向散射。这与表面状态的高费米速度一起导致长平均自由程。在具有几十纳米通道长度的技术中，长平均自由程特性意味着使用拓扑绝缘体形成的晶体管可在弹道极限中操作。如此形成的模拟电路可具有高达兆兆赫的截止频率。

[0060] 此外，拓扑绝缘体的线性能量色散特性也使得倍频中的应用成为可能。长平均自由程导致对频率倍增信号的较少衰减，其与线性色散一起导致大于可使用常规材料实现的上转换谐波数。

[0061] 最后，拓扑材料也实现改善的拓扑磁电效应。常规绝缘体的电磁响应由麦克斯韦方程描述，由使电场E与位移矢量D相关且使磁感应B与磁场H相关的本构关系补充：

[0062] D=ε0E+P，且

[0063] H=B/μ0–M，

[0064] 其中P为电极化，M为磁化，ε0为电容率且μ0为导磁率。

[0065] 在3D拓扑绝缘体中，这些众所周知的方程获得附加项：

[0066] D=ε0E+P–(θ/2π)2αB，且

[0067] H=B/μ0–M+(θ/2π)2αE，

[0068] 其中α(～1/137)为精细结构常数，且θ为称为轴子场的角变量，对于平凡绝缘体来说，所述角变量等于0mod2π，且对于拓扑绝缘体来说，所述角变量等于πmod2π。

[0069] 如上文提及，附加项“–(θ/2π)2αB”及“(θ/2π)2αE”混合电场及磁场，且因此对应于拓扑磁电效应。与通过取决于系统详情的电极化率χe及磁化率χm描述的电极化P=ε0χeE及磁化M=χmH不同，拓扑磁电响应系数(θ/2π)2α被量化成为精细结构常数α(一通用数字)的整数倍。麦克斯韦方程与经修改的本构关系的集合一起描述所谓的拓扑磁电效应或轴子电力学。

[0070] 角分辨光电子发射谱(ARPES)已毋庸置疑地证实3D TI样本(例如Bi2Te3、Bi2Se3及Sb2Te3)的表面支持金属性、无间隙表面状态。即使在存在大量非磁无序的情况下，这些表面状态也保持为金属性的。然而，已在理论上及实验上展示磁性杂质可在表面状态中打开能隙，所述表面状态接着变得绝缘。轴子电力学的方程描述这种体块和表面均绝缘的情形。

[0071] 轴子电力学的一个显著结果为3D拓扑绝缘体与真空之间的此有间隙界面支持具有霍尔导电率σxy=(n+1/2)e2/h的量子霍尔(QH)状态，其中整数n取决于磁性掺杂分布的详情，但因数1/2为体块3D拓扑绝缘体状态的性质。

[0072] 然而，如上文提及，轴子场θ在时间反演不变平凡或拓扑绝缘体中是静态的。然而，在拓扑磁性绝缘体中，依赖平凡或拓扑绝缘体中的反铁磁长程序来自发地破坏绝缘体材料的时间反演对称性，使得轴子场θ变成取0到2π的连续值的动态轴子场。实现了也称为反铁磁性绝缘体的拓扑磁性绝缘体，其中反铁磁序自发地破坏绝缘体材料的时间反演对称性，且磁涨落线性地耦合到轴子场，从而在凝聚态物质系统中实现动态轴子场。

[0073] 与其高能版本相比，在拓扑磁性绝缘体中实现的轴子具有可在受控实验装置中对其进行观察的优势。在外部施加的磁场中，轴子场与光线性地耦合，从而导致轴子电磁极化子。通过测量衰减全反射(ATR)，可观察到轴子电磁极化子色散中的间隙。特定来说，拓扑磁性绝缘体的引入注目的特征为可通过改变外部电场或磁场来调整轴子电磁极化子间隙。对通过拓扑磁性绝缘体材料的光透射的控制使得新型光学调制器成为可能。

[0074] 拓扑材料的应用

[0075] 本文中描述的拓扑材料可用于形成并入有一个或一个以上拓扑材料层的各种电装置及光学装置。将在下文中更详细地描述装置结构及其性能特性。以下描述仅为其中可使用所述拓扑材料的若干应用的说明，且不希望为限制性的。可使用本文中描述的拓扑材料的一个或一个以上层形成其它电装置及光学装置以利用拓扑绝缘体及其变体、量子反常霍尔绝缘体及拓扑磁性绝缘体的独特性质。

[0076] (1)高速公路互连装置

[0077] 在本发明的实施例中，将一个或一个以上拓扑材料层用于在集成电路或半导体装置中形成电互连。拓扑材料提供优于常规铜互连技术的独特优势，使得集成电路能够实现源于半导体晶体管的连续缩放的性能改善。更具体来说，在本发明的实施例中，将一个或一个以上拓扑材料层用于实现本文中称为“高速公路互连”的无耗散电流传输。在本描述中，高速公路互连指代在由拓扑材料制成的传输通道内无耗散或几乎无耗散的电流传输。

[0078] 在本描述中，“高速公路互连”指代其中前向及后向移动电荷载流子被分隔在相同传输介质的两个不同边缘上(正如对向行进的车流在公路上分隔到不同车道，其中在相同方向上前进的车流仅在中线的任一侧上在一个方向上传播)的互连装置。在常规互连材料中，电荷载流子沿着介质双向移动(即，前向移动及后向移动电荷载流子同时共享同一传输介质)。因此，运载电信号的电荷载流子可在其传播期间被反向散射。在常规集成电路中，电荷载流子的反向散射引起大的等待时间及能量耗散。

[0079] 在高速公路互连中，前向移动及后向移动电荷载流子被在空间上分隔在互连装置的两个不同边缘上。所述电荷载流子在互连装置的不同边缘上仅在一个方向上传播，正如在公路上对向行进的车流被在空间上分隔到不同车道一样。归因于电荷载流子在每一边缘通道内的单向传播，只要体块足够绝缘使得电荷载流子不具有足以从一个车道跳到另一个车道的能量，运载信号的电荷载流子就不能被反向反射。以此方式，实现边缘通道内的几乎无耗散电流传输。

[0080] 在本发明的实施例中，高速公路互连包括使用QAH绝缘体层形成的互连(在本文中称为“QAH互连”)，也包括使用具有磁性掺杂的3D TI变体形成的轴子互连(在本文中也称为“轴子串”或“轴子串互连”)。

[0081] 图1(a)说明根据本发明的一个实施例的用于高速公路互连装置的电路模型。参考图1(a)，通过将待传输的信号连接到具有阻抗ZL的负载的第一导线1形成高速公路互连装置。第一导线1可使用呈QAH绝缘体条形式的QAH绝缘体层来形成。或者，第一导线1可形成为闭合轴子串回路。电阻器RQ表示第一导线1与也连接到所述负载的第二导线2之间的总接触电阻。在一些实施例中，负载ZL连接到作为第二导线的低电阻率接地板2。在其它实施例中，第二导线2也可为使用QAH绝缘体层(QAH绝缘体条)或闭合轴子串回路形成的高速公路互连。

[0082] 在操作中，第一导线上的电荷载流子在分离的边缘通道中流动，其中前向移动及后向移动电荷载流子被在空间上分隔在导线的两个不同边缘通道上。因此，几乎避免了电荷载流子的反向散射且实现几乎无耗散的电流传输。当高速公路互连装置(例如，QAH绝缘体层(QAH绝缘体条)或闭合轴子串回路)也用作互连装置中的第二导线时，第二导线上的电荷载流子也在分离的边缘通道中流动，其中前向移动及后向移动的电荷载流子在空间上分隔在第二导线的两个不同边缘通道上。

[0083] (a)QAH互连

[0084] 根据摩尔定律，集成电路中的晶体管的数目约每两年加倍。如果所述趋势继续，那么将在2015年左右达到原子长度尺度。除晶体管之外，也需要缩放铜互连(集成电路中的另一主要组件)。经缩放的导线具有较高的电阻及电容，且因此具有减少的带宽、较高的延迟及较高的功率耗散。此类问题抵消了晶体管缩放的性能益处。重大技术进步的希望涉及直接处理量子效应。近来的科学发展指向范式转移(paradigm shift)在装置及电路设计中的潜在有用性。利用物质的量子性质(例如，电子的量子相位及自旋)而不是试图与其做斗争提供了远远超出经典原理所允许的前所未有的装置性能前景。

[0085] 1980年发现的整数量子霍尔(QH)绝缘体为凝聚态物质中的拓扑效应的首个实例。其为具有由第一陈数拓扑地保护的无间隙手性边缘状态的体块绝缘体。这些手性边缘状态仅在一个方向上移动且不能被反向散射，这导致在手性边缘通道中甚至在1mm的距离上电阻率的消失及等电位。然而，所述量子霍尔效应需要高磁场及低温度，这限制其实际应用。

[0086] 与整数量子霍尔绝缘体类似，量子反常霍尔(QAH)绝缘体也为具有由第一陈数拓扑地保护的无间隙手性边缘状态的体块绝缘体，但与QH绝缘体相比不具有朗道能级且因此仅需要零磁场或小磁场。因此，QAH绝缘体适于实际应用。

[0087] 近来，发现了具有绝缘体块间隙及由时间反演对称性(TRS)保护的无间隙边缘或表面状态的二维及三维(2D及3D)Z2拓扑绝缘体(TI)。在本发明的实施例中，凭借通过磁化破坏2D拓扑绝缘体表面上的时间反演对称性来由2D拓扑绝缘体形成量子反常霍尔(QAH)绝缘体，这导致量子反常霍尔(QAH)效应及形成QAH绝缘体。QAH效应提供受保护的一维无间隙手性边缘状态。因此，QAH绝缘体可用于在集成电路中形成高速公路互连装置，以使得电子装置中的几乎无耗散电流传输成为可能。

[0088] 在本发明的实施例中，使用量子反常霍尔(QAH)绝缘体层形成高速公路互连装置。图1(b)说明根据本发明的一个实施例的量子反常霍尔(QAH)高速公路互连装置。参考图1(b)，QAH绝缘体层58耦合在接收输入信号的端子57与连接到负载的端子59之间。QAH绝缘体层58形成为QAH条，且与接地板56相距距离“d”而定位。

[0089] 在操作中，电荷载流子在单向边缘通道58a及58b中流动。在本说明中，电荷载流子沿着边缘通道58a从端子57(信号)流动到端子59(负载)。此外，电荷载流子沿着通道58b从端子59(负载)流动到端子57(信号)。归因于电荷载流子在QAH绝缘体条58的每一边缘通道中的单向传播，只要QAH绝缘体条的体块足够绝缘使得载流子不具有足以从一个边缘通道跳到另一个边缘通道的能量，运载信号的电荷载流子就不能被反向散射。如此形成的QAH高速公路互连装置在QAH绝缘体条的边缘通道内实现几乎无耗散的电流传输。
更具体来说，如此形成的QAH高速公路互连装置为通道内无耗散的拓扑手性边缘状态互连装置。

[0090] 与常规铜互连相比，QAH高速公路互连装置具有更优越的性能。QAH高速公路互连装置总是在LC波范围中而不是在RC扩散区处操作，从而导致在信号发射期间不具有功率消耗及信号失真的低等待时间及大带宽。原理上，QAH高速公路互连可在缺少磁场的情况下以足够大的体块带隙在室温下操作。

[0091] 特定来说，芯片上铜(Cu)导线的性能的不断降级造成了严重阻碍集成电路根据摩尔定律不断改善的威胁。局部导线及全局导线的所有导线度量(包括等待时间、功率耗散、带宽密度)随着缩放而恶化。具体来说，随着尺寸按比例减小，从界面及晶界散射的电子使铜电阻率急剧增加。因此，需要不遭受铜导线的性能降级的新型互连技术。根据本发明的实施例，将QAH绝缘体用于形成呈QAH绝缘体条形式的高速公路互连。如此形成的高速公路互连作为用于集成电路上的全局、半全局及局部互连的低等待时间、无功率耗散及高带宽互连而操作。

[0092] (b)轴子串互连

[0093] 在本发明的实施例中，使用由具有磁性掺杂的3D拓扑绝缘体变体形成的闭合轴子串回路来实现高速公路互连装置。轴子串互连的突出优势为高速公路互连装置可容易地重新编程。

[0094] 3D拓扑绝缘体的重要性质(其最清楚地揭示3D拓扑绝缘体的拓扑性质)为拓扑磁电效应(参见，物理评论B78,195424(2008))。更具体来说，所施加的磁场B使用按精细结构常数的整数倍量化的比例系数产生电极化P。相反，所施加的电场E使用量化系数产生磁化M。实际上，此效应由一种新型拓扑术语描述，所述新型拓扑术语将标准麦克斯韦电力学变成所谓的轴子电力学，如上文描述。可通过光学旋转实验来检测此新量子化现象(参见，物理评论快报105,166803(2010))。值得注意的是，3D拓扑绝缘体中的经修改的麦克斯韦电力学(轴子电力学)预测了具有量化导电率的轴子串存在于磁畴璧的边界上(参见，物理评论B78,195424(2008))。

[0095] 在本发明的实施例中，轴子串互连由具有磁性掺杂的3D拓扑绝缘体变体形成。磁性掺杂以受控方式破坏时间反演对称性，以允许在实际应用中应用3D拓扑绝缘体变体。根据本发明的实施例，使用具有磁性掺杂的拓扑绝缘体变体层来形成可重新编程的无耗散拓扑轴子串互连装置。磁性掺杂可为对拓扑绝缘体层的表面掺杂或表面和体块掺杂。

[0096] 图1(c)说明根据本发明的一个实施例的可重新编程的无耗散拓扑轴子串互连装置。参考图1(c)，在具有磁性掺杂的3D拓扑绝缘体变体层54的表面上的两个反平行磁畴之间的界面处形成无耗散轴子串互连装置50。可通过对3D拓扑绝缘体层的表面磁性掺杂或对表面及体块的磁性掺杂来形成两个反平行磁畴。当至少在拓扑绝缘体层的表面上形成具有相反磁化的两个磁畴时，两个磁畴的边界将形成对应于1D手性边缘状态的一维(1D)轴子串，其支持无耗散传输，正如在量子霍尔状态中。参考图1(c)，区域51及52为用于测量拓扑绝缘体变体层的导电率的两个电触点，且区域53、54被掺杂成为两个相反磁畴。因2
为在具有足够大的体块带隙时，归因于手性边缘状态，导电率可量化为e/h=25.8kΩ而无关于长度，所以此轴子串可为关于当今集成电路中的互连(尤其对于全局互连)的关键问题的解决方案。

[0097] 如图1(c)中所展示，内磁畴(区域53)可任意地长，但需要足够宽以避免不同侧上的状态的混合。为了比较轴子串高速公路互连50与商用铜互连，将轴子串的内磁畴及铜3
导线(具有宽高比1)的宽度都假定为10nm。铜互连的电阻为8×10Ω·mm(参见，IEEE Electron Dev.快报.28,428(2007))乘以长度。在图2中，比较铜及轴子串高速公路互连的电阻。可见当长度超过3μm时，轴子串高速公路互连的性能将超过铜。此结果对于量子反常霍尔互连装置也成立。

[0098] 轴子串互连装置的另一重要特征为轴子串互连装置为可重新编程的，因为可通过外部磁场写入或擦除磁畴。即，可通过改变磁畴的极性而对轴子串互连装置进行编程。图3(a)及3(b)说明集成了晶体管及轴子串互连装置的可重新编程体系结构。图3(a)及3(b)说明相同电路配置的电路及物理表示。电路图中的交叉表示可编程电路中的连接。

[0099] 在图3(a)及3(b)中展示的实施例中，将轴子串互连用作为用于可编程逻辑装置(PLD)的可编程无耗散互连。举例说明了从顶部电路配置(图3(a))到底部电路配置(图3(b))的重新编程过程。如电路图中所说明，电路的逻辑由指示地址(水平)线与输入(垂直)线之间的连接导线的交叉的位置确定。为了对电路进行重新编程且改变逻辑，仅需改变由磁畴产生的这些线的连接以在“ā”处取消先前连接且在“a”处产生连接，如物理说明中所展示。举例来说，在图3(a)中，轴子串互连线通过拓扑绝缘体层中的通孔将节点“ā”连接到为地址线的底部轴子串互连线。另一轴子串互连线通过拓扑绝缘体层中的通孔将节点“b”连接到相同的底部轴子串互连线以形成地址输出“ā+b”。在图3(b)，已使用通过通孔将“a”节点连接到底部地址线的轴子串互连线来对可编程逻辑装置进行重新编程。地址输出现在为“a+b”。此编程过程为可逆且可重复的。

[0100] (2)高速TI晶体管

[0101] 根据本发明的实施例，使用拓扑绝缘体或拓扑绝缘体变体构造高速晶体管。如此形成的高速晶体管在本文中称为“拓扑绝缘体(TI)晶体管”，但应理解，可使用拓扑绝缘体材料或拓扑绝缘体变体材料形成TI晶体管。更具体来说，可使用TI材料或具有厚度控制的TI变体材料形成TI晶体管。在本发明的实施例中，使用3D拓扑绝缘体材料形成TI晶体管。在其它实施例中，使用包括具有接近临界厚度的厚度的2D及3D拓扑绝缘体材料的拓扑绝缘体变体材料来形成TI晶体管。在又其它实施例中，使用具有所施加的电场的3D拓扑绝缘体变体材料形成TI晶体管。

[0102] 如此形成的TI晶体管可应用到数字应用中的逻辑运算，且应用到用于模拟应用的电信号放大及调制中。在数字应用中，可以高导通状态电流及低断开状态电流操作高速TI晶体管。在模拟电路应用中，高速TI晶体管可实现高达兆兆赫的高截止频率，其比可在常规晶体管结构中实现的截止频率高得多。

[0103] 在一个实施例中，拓扑绝缘体晶体管是使用金属氧化物场效应晶体管(MOSFET)体系结构来形成，且包括栅极、源极及漏极端子。将拓扑绝缘体层或拓扑绝缘体变体层用于形成TI晶体管的沟道区域。图4为根据本发明的一个实施例的拓扑绝缘体晶体管的透视图。图5为图4的拓扑绝缘体晶体管的沿着线A-A'的横截面图。参考图4及5，拓扑绝缘体晶体管10形成在绝缘衬底12上。拓扑绝缘体或拓扑绝缘体变体材料的层14形成沟道。在以下描述中，层14称为“TI层”或“TI膜”。应理解，可使用拓扑绝缘体层或具有厚度控制或所施加的电场的拓扑绝缘体变体层来形成层14。栅极介电层15使栅极电极16与拓扑绝缘体层14绝缘。如果将拓扑绝缘体或半导体材料用于源极及漏极区域17、18，那么这些区域可相应地经掺杂以形成源极及漏极电极。

[0104] 拓扑绝缘体晶体管10为半导体兼容的且可使用完善的半导体制造处理技术来制造。拓扑绝缘体晶体管10也可容易地经集成以形成集成电路。在一个实施例中，通过在单个晶体硅衬底上的分子束晶体取向附生(MBE)而生长拓扑绝缘体或其变体的层14。归因于制造及集成的简易性，拓扑绝缘体晶体管具有优于石墨烯或Ⅲ-Ⅴ族化合物装置的优势。

[0105] 在另一实施例中，可使用包括顶部栅极及底部栅极的双栅极体系结构来形成拓扑绝缘体晶体管。举例来说，底部栅极形成在图4的晶体管10中的衬底12的背侧上。在其它实施例中，可仅使用顶部栅极或仅使用底部栅极来形成拓扑绝缘体晶体管。

[0106] 在图4中展示的实施例中，高速拓扑绝缘体晶体管的栅极电极为卷绕形成沟道区域的拓扑绝缘体(或变体)层的顶部及两侧的三维栅极结构。在其它实施例中，栅极电极可形成为平面结构。即，栅极电极仅形成在源极与漏极之间的沟道区域的顶侧上。在本发明的其它实施例中也可使用栅极结构的其它几何形状。

[0107] 图8为根据本发明的一个实施例的呈平面几何形状的基于TI的相干超高速晶体管的横截面图。参考图8，TI晶体管80形成在衬底(未展示)上。拓扑绝缘体材料或拓扑绝缘体变体材料的层83形成晶体管的沟道区域。在以下描述中，层83被称为“TI层”或“TI膜”。应理解，可使用拓扑绝缘体层或具有厚度控制或所施加的电场的拓扑绝缘体变体层来形成层83。晶体管的源极区87及漏极区88可由相同TI膜或其它合适材料形成。栅极介电层85使栅极电极86与形成沟道区域的TI膜83绝缘。如果将拓扑绝缘体或半导体材料用于源极及漏极区87、88，那么这些区域可经掺杂以形成源极及漏极电极。

[0108] (a)使用3D TI表面状态及3D TI变体的TI晶体管

[0109] 在本发明的实施例中，在沟道区域中使用3D拓扑绝缘体层(例如晶体管10(图4)中的层14或晶体管80(图8)中的层83)来形成拓扑绝缘体晶体管。3D拓扑绝缘体层的表面状态提供通道中的电流传输。因为拓扑绝缘体的表面状态具有非常高的费米速度及针对反向散射的时间反演对称性拓扑保护，所以可实现沟道中的长平均自由程。当沟道长度约为几十纳米时，拓扑绝缘体表面状态可容易地达到弹道传输。如此形成的拓扑绝缘体晶体管可在弹道极限中(即，在兆兆赫范围中)操作。此外，与常规晶体管装置相比，电子速度对温度不敏感。

[0110] 当将拓扑绝缘体晶体管应用在模拟应用中时，借助通过选通来调制沟道电子密度，拓扑绝缘体晶体管可用于形成信号放大器或调制器。此外，拓扑绝缘体层的表面或边缘状态的电子在沟道中以费米速度而高速移动。因此，拓扑绝缘体晶体管可以高达兆兆赫的非常高的截止频率操作。兆兆赫范围中的截止频率约为由III-V族化合物制成的常规最快速高电子迁移率晶体管(HEMT)的3倍大。

[0111] 根据本发明的实施例，可使用具有所施加的电场的3D TI变体来形成TI晶体管。此拓扑绝缘体晶体管尤其适用于数字应用。更具体来说，使用具有所施加的电场的3D拓扑绝缘体变体层来形成TI晶体管的沟道。3D拓扑绝缘体变体层可具有在几十纳米范围内的厚度。当如此配置时，所施加的栅极电压通过打开能隙而使沟道的顶面及底面上的3D拓扑绝缘体层的表面状态混合，从而达到数字断开状态。当沟道的化学势在断开状态期间落于间隙中时，通过拓扑绝缘体沟道的顶面与底面之间的混合而极大地减少了断开状态电流。
因为弹道传输特征，所以导通状态电流是高的。这两个因素一起为数字应用中的拓扑绝缘体晶体管提供了高导通/断开比率。

[0112] 根据本发明的实施例，使用作为沟道层的3D拓扑绝缘体层或3D TI变体层来形成拓扑绝缘体晶体管(例如晶体管10(图4)或晶体管80(图8))。栅极介电层(例如，晶体管10(图4)中的层15或晶体管80中的层85)具有比待产生的辐射信号的波长小得多的厚度，且拓扑绝缘体晶体管具有比由杂质及声子散射引起的平均自由程小，但比电子之间的平均距离大的沟道长度。

[0113] 在其它实施例中，将恒定电压施加到拓扑绝缘体晶体管的栅极电极及源极电极，且将恒定电流施加到晶体管的源极及漏极电极，等离子体产生于晶体管的沟道区域中，所述等离子体发射辐射。

[0114] 根据本发明的实施例，将机械压力施加在3D拓扑绝缘体变体层上以调制层厚度且诱发导带与价带之间的交迭。如上文论述，当3D拓扑绝缘体的厚度足够小时(例如，小于几十纳米)，拓扑绝缘体层的表面状态变得有间隙或具有非零能带间隙。此外，当将机械压力施加在拓扑绝缘体膜上时，膜厚度改变。这诱发导带与价带之间的交迭，附带有带隙的闭合及再打开(re-opening)，如图7(a)到(c)中所展示。在此交迭期间，薄膜经历从拓扑平凡绝缘体(如图7(a)中所展示)到拓扑非平凡(QSH绝缘体)(如图7(c)中所展示)的转变，或反之亦然。特定来说，在图7(b)中说明这两个绝缘状态之间的中间阶段，其中，与HgTe量子阱情形类似，能带形成单个狄拉克锥。

[0115] 假定将压力施加在平面外方向上，在下表1中展示用于形成图7(b)中说明的量子临界厚度的应变及应力。表1描绘Bi2Te3及Bi2Se3薄膜的压力诱发的拓扑转变。应变的负值及正值分别指示压缩应变及拉伸应变。“NO”指示对于给定的标称厚度不发生拓扑转变，且“QL”代表五层。

[0116] 表1

[0117]

[0118] 在一些实施例中，在沟道区域中使用具有减小厚度的3D拓扑绝缘体变体层来形成拓扑绝缘体(TI)晶体管，使得表面状态变得有间隙。接着，将机械压力施加在3D拓扑绝缘体变体层上以调制层厚度且诱发导带与价带的交迭。

[0119] (b)使用接近临界厚度的2D TI层的TI晶体管

[0120] 根据本发明的实施例，在沟道区域中使用具有接近临界厚度的厚度的2D拓扑绝缘体层或2D拓扑绝缘体变体层来形成极高速拓扑绝缘体(TI)晶体管。具有接近临界厚度的厚度的2D拓扑绝缘体层(或变体)变得无间隙或接近无间隙，使得2D TI层(或变体)变成导电层。极高速TI晶体管的显著特征为晶体管可在室温下实现高操作速度。

[0121] 2D拓扑绝缘体层在接近临界厚度的厚度下具有量子自旋霍尔(QSH)绝缘体的2D狄拉克费米子。Bernevig、Hughes及Zhang在2006年预测2D拓扑绝缘体(也表示为量子自旋霍尔(QSH)状态)存在于类型III HgTe/CdTe量子阱中(参见，科学杂志314,1757(2006))，且 及合作者在2007年观察到所述现象(参见，科学杂志318,766(2007))。

[0122] 2D HgTe系统在临界量子阱厚度dc下展现拓扑量子相变，在所述临界量子阱厚度dc之下，所述系统为拓扑平凡绝缘体(图7(a))，且在所述临界量子阱厚度dc之上，所述系统为QSH绝缘体(图7(c))(参见，科学杂志314,1757(2006))。在转变的任一侧上，体块都完全间隙化。然而，精确地在临界点d=dc处，所述系统在体块中变得无间隙，且能谱对应于2D无质量狄拉克费米子(如图6及图7(b)中所展示)且与3D拓扑绝缘体层的表面状态类似且与石墨烯类似。这三个系统之间的差异在于无间隙狄拉克锥的数目：石墨烯为4个(两个自旋及两条谷)，对于临界点处的HgTe为2个(两个自旋及一条谷)，且对于3D TI(例如Bi2Se3或Bi2Te3)的表面状态为一个(参见，自然物理5,438(2009))。已在4K的温度下针对量子阱厚度d=6.3nm在实验上实现临界点处的HgTe样本(参见，arXiv:1009.2248(2010))。对于不同温度，此临界厚度可改变。

[0123] 可使用图4及5及图8的晶体管体系结构来形成拓扑绝缘体晶体管。在本发明的实施例中，形成TI晶体管10或80的沟道区域的TI层或TI膜14或83为具有接近临界厚度的厚度的二维(2D)拓扑绝缘体层，使得拓扑绝缘体层变得在体块中接近无间隙或具有小间隙。即，在临界厚度下，2D TI膜即使在低温且未掺杂的情况下也变成导电层。在如此配置时，TI晶体管10或80具有基于接近临界厚度的QSH绝缘体的2D狄拉克费米子构造的沟道区域。在一些实施例中，形成沟道区域的接近临界厚度的2D TI膜包括HgTe量子阱或其它2D TI材料，例如Bi2Te3、Bi2Se3、Sb2Te3薄膜。晶体管沟道中的载流子密度由会影响从源极到漏极的电流的栅极电势调制。

[0124] (c)TI晶体管的优势

[0125] 近来出现很多将石墨烯用作高速晶体管的沟道材料的提议(参见，科学杂志327,662(2010))。此类提议是基于与常规半导体2D电子气(2DEG)(例如Si、InGaAs或InP)中的非相对论载流子动力学相比来说的石墨烯中的电荷载流子的独特“相对论的”狄拉克性质来预测的。在弹道极限L<或～λ(其中L为沟道长度，且λ为纳米尺寸晶体管中的平均自由程，且λ通常高于几十纳米)时，常规2DEG(二维电子气)中的载流子速度由热速度 约束，其中kB为波兹曼常数，T为温度且m为有效质量。同时，在狄拉克材料中，载流子以非常高的费米速度vF传播。

[0126] 下表2比较常规材料及HgTe2D TI材料的弹道传输速度v及估计为fT=v/2πL的截止频率fT。在表2中，L等于15nm，其可与硅的平均自由程进行比较，且因此所有材料在弹道极限内。可从表2观察到，由HgTe TI材料制成的晶体管具有最高的相干速度，且因此具有最高的截止频率。

[0127] 表2

[0128]Si InGaAs/InP HgTe QW
最大速度(107cm/s) 1 4.3/2.4 6
截止频率(THz) 1.1 4.6/2.6 6.4

[0129] 在扩散限制L>>λ(其中L为沟道长度且λ为平均自由程)时，相关量为迁移率μ，其通过v=μE使漂移速度v与电场E相关。在此情形中，HgTe的室温迁移率远远超过石墨烯晶体管的室温迁移率，如下表3中所展示。因此，在沿着沟道的相同电场下，2D TI晶体管可比其它材料更快地操作。

[0130] 表3

[0131]T=300K Si InGaAs 石墨烯 HgTe QW
迁移率μ(cm2/V·s) 200 1,014 1,500 50,000

[0132] 随着近来材料处理技术的进步，预期可在HgTe量子阱中达到高达50,000cm2/V·s的迁移率。这是归因于例如分子束晶体取向附生(MBE)的先进生长技术，与石墨烯样本的制备中所使用的较不可靠的方法相比，所述先进生长技术允许对瑕疵及杂质的更高程度的控制。这可为利用TI材料中的独特载流子动力学(即使在例如室温的实际条件下)方面的重大进步铺平道路。

[0133] HgTe相比于石墨烯的极高迁移率的一个可能原因为两种材料中的电荷载流子的能谱差异。在石墨烯中，低能谱由布里渊区中的两个不相等谷处的两个自旋退化狄拉克锥充分地描述，总共产生四个无质量狄拉克锥。因为两个谷的存在，石墨烯可遭受谷间散射，所述谷间散射使石墨烯晶体管的迁移率降级。相比之下，在HgTe量子阱中，仅存在单个狄拉克锥谷且不发生谷间散射。这对具有单个狄拉克锥的接近临界厚度的其它2D TI也成立。

[0134] (3)倍频器

[0135] 根据本发明的实施例，构造拓扑绝缘体(TI)倍频器以用于产生高频率电信号。如此形成的倍频器在本文中称为“拓扑绝缘体(TI)倍频器”，但应理解，TI倍频器可使用拓扑绝缘体材料或拓扑绝缘体变体材料来形成。更具体来说，TI倍频器可使用具有2D狄拉克费米子的TI材料或TI变体材料来形成。在本发明的实施例中，使用3D拓扑绝缘体材料来形成TI倍频器。在其它实施例中，使用包括具有接近临界厚度的厚度的2D及3D拓扑绝缘体材料的拓扑绝缘体变体材料来形成TI倍频器。在操作中，TI倍频器将拓扑绝缘体层或其变体层的导电表面状态用于电流传输。归因于拓扑绝缘体材料及其变体的线性能量色散性质，所述倍频器以高功率转换效率操作。

[0136] 图9为根据本发明的一个实施例的TI倍频器的透视图。参考图9，TI倍频器20为使用拓扑绝缘体或拓扑绝缘体变体材料的层24形成的二端子装置。层24(在本文中称为拓扑绝缘体层)可使用3D TI层、具有接近临界厚度的厚度的2D或3D TI层来形成。通过将两个间隔开的电极26、28连接到拓扑绝缘体层24的表面来构造TI倍频器。TI倍频器20类似电阻器但以倍频来起作用。即，施加输入AC信号将在TI倍频器中产生具有较高阶频率的输出AC信号。

[0137] 更具体来说，当将具有频率f的大AC信号(电压源25)施加在两个电极26、28之间时，将产生具有为输入频率f的奇数傅里叶谐波的频率(m*f)(m=1、3、5…)的响应电流(I)。所述响应电流随着谐波数目增加而非常缓慢地降低。以此方式，通过施加AC电压信号，产生较高阶频率的AC电流。TI倍频器20可用作高达兆兆赫范围的高频率电信号的源。

[0138] 此外，TI倍频器实现优于常规倍频器的其它优势。因为拓扑绝缘体或变体表面状态具有长电子平均自由程，所以TI倍频器具有对所产生电流信号的较少衰减，这与独特的线性色散一起导致高功率转换效率。因为对于较高上转换谐波数的低功率转换效率，所以使用热离子发射的常规非级联肖特基二极管倍频器仅可对等于2或3的上转换谐波数(m)起作用。相反，本发明的TI倍频器以不同谐波数产生响应电流，所述响应电流随着所述谐波数增加而非常缓慢地下降。因此，根据本发明的非级联拓扑绝缘体倍频器可在上转换谐波数(m)大于3的情况下操作。

[0139] TI倍频器与半导体兼容，且因此可使用完善的半导体制造处理技术来容易地制造及集成。举例来说，在一个实施例中，通过在单个晶体硅衬底上的分子束晶体取向附生(MBE)来生长拓扑绝缘体层或变体。由于TI倍频器的制造简易性及集成简易性，TI倍频器具有优于常规倍频器(例如使用石墨烯形成的倍频器)的优势。

[0140] (4)光检测

[0141] 根据本发明的实施例，构造拓扑绝缘体(TI)光检测器以用于覆盖从兆兆赫到红外线的宽频谱的宽带宽、高性能光检测。如此形成的光检测器在本文中称为“拓扑绝缘体(TI)光检测器”，但应理解，TI光检测器可使用拓扑绝缘体材料或拓扑绝缘体变体材料来形成。更具体来说，TI光检测器可使用TI材料或具有厚度控制的TI变体材料来形成。在本发明的实施例中，使用3D拓扑绝缘体材料来形成TI光检测器。在其它实施例中，使用包括具有厚度控制的2D及3D拓扑绝缘体材料的拓扑绝缘体变体材料来形成TI光检测器。

[0142] 图10为根据本发明的一个实施例的TI光检测器的透视图。参考图10，使用呈电阻器形式的拓扑绝缘体材料或拓扑绝缘体变体材料的层34来形成TI光检测器30。层34(在本文中称为拓扑绝缘体层)可使用3D TI层或具有厚度控制的2D或3D TI变体层来形成。两个导电电极36、38形成于拓扑绝缘体层34上且与拓扑绝缘体层34电接触。可选电压源
35可用于在导电电极36、38之间施加电压。导电电极36、38运载在拓扑绝缘体层的表面状态中流动的电流，其中所述电流是由于光吸收而产生的。更具体来说，照射拓扑绝缘体层34的入射光造成在拓扑绝缘体层的表面状态中产生电子空穴对。因此，电流Iph在两个导电电极36、38之间流动。可测量流经两个导电电极的电流或指示所述电流的电压以确定光吸收量。

[0143] 在本发明的实施例中，可以不同厚度使用拓扑绝缘体变体层以调制拓扑绝缘体变体层的表面能带间隙。或者，可使拓扑绝缘体变体层经受所施加的电场以调制所述拓扑绝缘体变体层的表面能带间隙。此外，当拓扑绝缘体变体层具有变化的厚度时，拓扑绝缘体变体层的表面变成有间隙能带半导体层，且表面能带间隙由所施加的电场进一步调制以允许实现对拓扑绝缘体层的光检测操作的控制(例如打开或关闭光检测)。

[0144] 在一个实施例中，通过将拓扑绝缘体层薄化到几十纳米以下来形成可控的表面能带间隙。或者，可通过所施加的电场来实现对表面能带间隙的动态控制。通过所施加的电场而对光检测的动态控制允许将TI光检测器应用在宽广范围的光子应用(例如，高速光通信及成像)中。

[0145] 在另一实施例中，使用呈p-n结形式的掺杂拓扑绝缘体(或变体)层来形成TI光检测器。拓扑绝缘体(或变体)层的不同区域经掺杂成n型及p型以形成用于光检测的p-n结，如图11中所展示。

[0146] 总而言之，TI光检测器经构造以利用拓扑绝缘体的光吸收性质。TI光检测器可用于宽广范围的光子应用中，包括热检测、高速光通信、互连、兆兆赫检测、成像、遥感、监视以及光谱学。

[0147] 除光检测之外，本文中描述的拓扑材料可也用于其它光电子装置，例如兆兆赫激光、波导、基于等离子体激元的辐射产生及检测，以及透明电极。在一个实施例中，拓扑材料层用于形成透明电极。在另一实施例中，拓扑材料用于形成激光的增益层。

[0148] (5)轴子调制器及传感器。

[0149] 动态轴子场θ非线性地耦合到外部电磁场组合E·B。当存在与光子的电场E平行的外部施加的静态均匀磁场B0时，轴子场θ将线性地耦合到E。在凝聚态物质系统中，当集体模式线性地耦合到光子时，出现称为电磁极化子的混合传播模式。电磁极化子可为光学声子与光通过电偶极相互作用而产生的耦合模式，或磁子与光通过磁偶极相互作用而产生的耦合模式。

[0150] 根据本发明的实施例，构造一种称为“轴子电磁极化子”的新型电磁极化子。轴子电磁极化子为光与拓扑磁性绝缘体的轴子模式的耦合模式。图12说明轴子电磁极化子的色散谱。参考图12，轴子电磁极化子的色散谱由被m与 之间的间隙分隔的两个分支组成。量b测量轴子场与电场之间的耦合强度，且与外部磁场B0成比例。当打开磁场B0时，由于轴子场与光子场之间的线性混合，波矢量k=0处的轴子模式的频率从m改变到从物理上来说，轴子电磁极化子与横向光学声子电磁极化子非常类似，因为归因于拓扑磁电效应，轴子也导致对电荷极化的额外贡献。光学声子电磁极化子具有与轴子电磁极化子相同的色散，其中参数b由晶格未屏蔽等离子体激元频率 替代，其中n为电子的数量密度，e为电荷，m*为电子的有效质量。轴子与光学声子之间的关键差别为轴子场与电场之间的耦合由外部磁场B0确定，其因此是可调的。

[0151] 在图12中，阴影区域指示在频率m与 之间的禁带，其中光不能在拓扑磁性绝缘体层中传播。虚线说明裸光子色散ω=c'k。可使用衰减全反射(ATR)方法观察轴子电磁极化子能谱中的间隙，如图13(a)及图13(b)中所展示。在ATR方法中，几何形状经布置使得入射光与拓扑磁性绝缘体层60的表面垂直，且平行于光的电场而施加静态磁场。如图13(a)中所展示，当不施加外部磁场时，入射光可透射穿过拓扑磁性绝缘体层60。然而，当平行于光的电场而施加外部磁场B0时，如果入射光的频率落在禁带内，那么入射光将被全反射，如图13(b)中所展示。更具体来说，因为光仅可以轴子电磁极化子的形式传播通过介质，所以当入射光的频率在轴子电磁极化子能谱的间隙(图12中的阴影区域)中时，会导致反射性的显著增加，且光被反射而不是透射穿过拓扑磁性层60。

[0152] 可使用针对Bi2Se3获得的参数来估计所述间隙。反铁磁体m5的典型交换分裂为1meV，且所估计的介电常数ε为100。在磁场B0=2T的情况下，获得轴子质量m=2meV且b=0.5meV。间隙为 其可以实验方式观察到。轴子电磁极化子的
一个独特特征为间隙对B0的依赖性，这可用于区分一般磁性电磁极化子。通过改变B0的大小，可选择光被全反射的频带。因此，可使用本文中描述的具有外部施加磁场的拓扑磁性绝缘体来构造在远红外线频率下操作的光学调幅器。

[0153] 在本发明的实施例中，拓扑磁性绝缘体也可用作感测磁场的传感器。

[0154] (6)磁性单极存储器

[0155] 根据本发明的实施例，使用拓扑材料层来形成单极存储器装置。在一个实施例中，使用具有磁性掺杂的拓扑绝缘体变体层来形成单极存储器装置。

[0156] 图14说明根据本发明的实施例的拓扑绝缘体变体层中的图像电荷及点状电荷的单极。插入图14(a)说明拓扑绝缘体变体层及电场及表面电流的平面内分量的俯视图。参考图14，具有磁性掺杂的拓扑绝缘体变体层70被放置在坐标平面的下半空间(z<0)内。拓扑绝缘体变体层70具有介电常数ε2及导磁率μ2。在拓扑绝缘体变体层70上方，常规材料层72形成于上半空间(z>0)中。层72具有介电常数ε1及导磁率μ1。在一些实施例中，可省略层72且上半空间是真空。在以下描述中，术语“层72”指代常规材料或真空。

[0157] 在图14中，点电荷q位于(0,0,d)，d>0。细实线表示电场线，而较粗的实线表示磁场线。在图14(a)中，以实线说明所述表面处的电场的平面内分量，而由虚线说明循环表面电流。

[0158] 通过拓扑磁性绝缘体的轴子电力学及标准边界条件，获得以下结果。当从下半空间朝层72观察时，电场由位置(0,0,d)处的有效点电荷q/ε1及图像电荷q1给出，而磁场由位置(0,0,d)处的图像磁单极g1给出。当从上半空间朝拓扑绝缘体变体层70观察时，电场由(0,0,d)处的q/ε1和(0,0,-d)处的图像电荷q2给出，而磁场由(0,0,-d)处的图像磁单极g2给出。

[0159] 以上表述展示，与将仅诱发图像电荷的常规电磁介质相比，对于接近拓扑绝缘体层的表面的电荷来说，将诱发图像磁单极及图像电荷两者。

[0160] 通过表面霍尔电流密度来理解图像磁单极的物理起源，所述表面霍尔电流密度由电场的平面内分量诱发且与此分量垂直。此电流为上文描述的量化霍尔电流，其围绕所述起源循环，如图14(a)中所展示。从物理上来说，此表面电流为诱发磁场的源。在所述表面的每一侧上，由此表面电流诱发的磁场可被视为由相反侧上的图像磁单极诱发的场。

[0161] 因此，图像磁单极场确实具有预期单极会具有的正确磁场依赖性，且可完全通过电荷的位置来控制图像磁单极场。在本发明的实施例中，使用具有磁性掺杂的拓扑绝缘体变体层及形成在其上的磁性存储器层来形成磁性存储器装置，如图15中所展示。更具体来说，磁性存储器装置包括具有磁性掺杂的拓扑绝缘体变体层74，及邻近层74而形成的磁性存储器装置层76。所述磁性存储器层可为磁阻随机存取存储器(MARM)或常规硬盘存储器。磁性存储器装置可通过电荷q的成像磁单极g2而在磁性存储器装置层76中产生磁场。因此，可使用电荷而不是当今常规磁阻随机存取存储器(MRAM)中的电流来写入磁性存储器装置层76。使用电荷对磁性存储器装置进行编程或写入可为更具能量效率的，且使磁性存储器更可缩放。

[0162] 上文描述的电装置及光学装置仅为说明性的且不希望为限制性的。在了解本描述之后，所属领域的技术人员将理解可使用本文中描述的拓扑材料来形成许多其它电装置及光学装置，以利用所述拓扑材料的独特性质。

[0163] 提供上文详细描述以说明本发明的特定实施例且不希望为限制性的。在本发明的范围内的许多修改及变型是可能的。本发明由所附权利要求书界定。