非平凡边界介导的TRSB拓扑铁基超导体中的超导输运

《Physical Review X》：Nontrivial Boundary-Mediated Superconducting Transport in a TRSB Topological Iron-Based Superconductor

　　超导性、能带拓扑和自发时间反演对称性破缺（TRSB）之间的相互作用有望实现拓扑超导边界态。有趣的是，铁基硫族化物超导体FeTe?.??Se?.??在超导态中表现出自发磁化，这使其成为三种要素共存的单材料平台。在此，我们报告了在机械剥离的Fe(Te,Se)器件中观察到的非平凡边界介导超导输运响应的证据，该响应表现出长程非局域性和强烈抑制的热展宽。极向克尔测量表明，TRSB在T_Kerr < T_c以下出现，并与本研究所涉及的多种Fe(Te,Se)组分中的超导性共存，提供了一个可与输运直接比较的独立对称性破缺能标。为了可靠地探测边界输运，我们设计了晶体学上锐利、连续的边缘，并实现了侧表面主导的接触，这一点已通过接触尺寸分析和截面成像得到验证。在这些条件下，拓扑FeTe?.??Se?.??表现出反常的电导平台，而在可比测量条件下，拓扑平庸的FeTe?.??Se?.??和Fe?.??Te?.??Se?.??中则不存在该平台。该平台要求源极和漏极都连接到无间断的锐利边缘，在远超体相干长度的微米尺度间距上持续存在，具有显著降低的热退相干，并且当漏极移至顶表面时消失。其温度演化受TRSB支配：平台在T*_Kerr以下表现出最小的热展宽，并在接近T_Kerr而非T_c时消失。综合来看，掺杂选择性、TRSB关联、边缘几何要求和长程非局域性为识别FeTe?.??Se?.??中边界介导的超导输运建立了实验依据，并推动进一步的相位敏感和理论研究以确定其微观起源。

I. 引言

在单一量子材料中实现超导性、能带拓扑和磁性一直是长期追求的目标[1–6]。它们的共存能够实现新的超导态和输运响应，包括有限动量库珀配对[7]、非互易超电流[8,9]和受保护的边界模式[10–13]。然而，候选拓扑超导体中的输运和隧穿测量一直难以解释。与拓扑绝缘体或半金属不同（其边界态输运原则上可以与绝缘或弱导电的体态分离），拓扑超导体包含体超导凝聚体。因此，体超电流、准粒子泄漏和安德烈夫过程可能掩盖边界贡献，使得标准的边界输运策略难以直接应用[14]。此外，局域零偏压电导异常虽然被广泛用作低能边界激发的探针，但并非拓扑或马约拉纳准粒子的唯一特征；类似的特征也可能来自平庸的安德烈夫束缚态（ABS）、无序、接触不均匀性、加热或体介导过程[15–18]。此外，边缘处的额外电流可能来自不均匀性和屏蔽电流，而非表明真正的受保护非局域现象。

一个特别引人注目的前景是，拓扑超导相可以独特地表现出与普通局域安德烈夫和体准粒子传导不同的长程非局域超导输运响应[19–22]。在实验中证明这种响应需要的不仅仅是观察局域零偏压特征。尽管如此，基于输运的受保护非局域响应的证明仍然具有挑战性。这需要一个可行的材料平台，将超导性、拓扑和对称性破缺结合起来，同时对边缘形貌、接触质量和测量几何结构进行精确控制[15–18,22]。特别是，严格的输运测试应区分局域响应与依赖于边缘路径连续性的边界介导信号。

在此背景下，铁基硫族化物超导体Fe(Te,Se)已成为一个特别有吸引力的平台，因为在适当的Te/Se比例下，它们将稳健的超导性与费米能级附近的拓扑非平凡电子结构结合起来[23–26]。对Fe(Te,Se)的实验报道了涡旋核心零能束缚态和边界相关异常，指向由拓扑超导性产生的模式[24,27–30]。除了能带拓扑和超导性之外，一个关键的近期进展是Fe(Te,Se)在超导态内也表现出时间反演对称性破缺（TRSB）。使用不同方法和样品的实验揭示了Fe(Te,Se)超导态中的自发磁化[31–33]。值得注意的是，萨尼亚克磁光克尔效应（SMOKE）和μSR观测到的匹配温度依赖性表明TRSB发生在样品的体相中[34,35]。这种额外的对称性破缺为寻求新的拓扑超导相提供了自然条件，推动了边缘接触输运以识别受保护的非局域响应[12,35–39]。

在此，我们报告了一种用于识别拓扑Fe(Te,Se)薄片中边界介导超导输运的实验方法。我们利用手套箱内洁净室的制备工艺，在整个过程中将样品与环境隔离（见补充材料中的方法[40]），在具有晶体学定义的端部边缘的机械剥离Fe(Te,Se)薄片上制备高质量边缘接触器件。我们的策略是建立一系列实验可达到的标准，将边界介导的超导输运响应与常规安德烈夫物理、体介导输运和制备相关伪影区分开来，并系统地测试这些标准。

首先，在第二节中，我们证明通过控制组分和晶体学边缘形貌，拓扑FeTe?.??Se?.??在输运光谱中表现出两种不同的边缘相关响应：一种是在锐利、连续边缘上制备接触时才出现的先前未观察到的电导平台，以及粗糙或阶梯边缘上的零偏压电导峰（ZBCP），这与我们之前的工作一致[30]。相比之下，在相同条件下，拓扑平庸的FeTe?.??Se?.??和Fe?.??Te?.??Se?.??[25]仅表现出常规的安德烈夫反射（AR）谱[56,57]。这种对组分和边缘形貌的联合依赖性表明，该平台不是一般的接触或边缘粗糙度效应。

在第三节中，我们通过结合输运和SMOKE测量来限制平庸解释，确定该平台不归因于退化的体超导性[58]或边缘附近的成分不均匀性。在第四节中，我们进一步表明该平台对测量实现方式不敏感：它在直流和交流激励下以及在两端和三端配置中持续存在，排除了电路引起或临界电流相关的伪影。我们还应用了一种有效的接触尺寸分析，辅以截面环形暗场扫描透射电子显微镜（ADF-STEM），当与纳米级宽接触的器件测量相结合时，有力地反驳了非弹道接触伪影[18,59]。

在限制了这些局域和接触相关的解释之后，在第五节中，我们证明该平台表现出显著的非局域响应。它要求在微米尺度距离上连接源极和漏极的连续边缘通路，远超体相干长度。这些特征与超导体中常规体介导的非局域机制不相容[60–63]。最后，在第六节中，温度依赖测量揭示拓扑组分中的边缘相关输运受TRSB态支配。该平台在T*_Kerr以下表现出强烈抑制的热展宽，并在接近T_Kerr而非T_c时消失，这与跟踪超导隙并持续到T_c的体态光谱形成鲜明对比[57,64]。值得注意的是，平台的宽度（约0.8 mV）也与T_Kerr相关的能标相当，为平台与TRSB态的联系提供了额外指示。这种独特的温度标度进一步将平台与常规安德烈夫或平庸边缘束缚态物理区分开来，后者应主要遵循超导序参量。

综合起来，我们的结果确立了由FeTe?.??Se?.??中拓扑、超导性和TRSB组合产生的边缘模式介导的先前未观察到的非局域和拓扑相关特征。即使在缺乏完整微观理论的情况下，这种基于实验的框架对于在单材料平台中分离边界介导的超导输运至关重要。因此，这项工作解决了拓扑超导体输运研究中的一个核心方法论挑战，并推动进一步的微观理论和相位敏感实验以确定潜在的边界激发。

II. 边缘几何定义的输运响应

为了建立区分拓扑起源的边界介导输运与体超导响应的实验标准，我们首先考察微分电导谱[见图1(a)中的配置]如何依赖于Fe(Te,Se)器件的材料组分和边缘形貌（图1）。在此，我们的动机是明确定义的表面法线对于防止点接触安德烈夫光谱学研究中的非预期信号的重要性[65]。具体而言，我们受益于机械剥离Fe(Te,Se)薄片自然形成的边缘，其不同形貌由其解理行为决定。由于四方晶体结构[图1(d)]，剥离通常产生沿[100]或[010]方向排列的边缘，如选区电子衍射所表征的那样[图1(d)中的插图]。这种晶体学边缘形成明确定义的90°角，并提供笔直、连续的侧表面终止（作为锐利边缘）。这种类型的连续边界原则上是观察传播边缘模式介导的输运响应的必要几何条件，因为台阶或不连续会中断边界通路[20–22,66]。相比之下，偏离[100]和[010]方向的边缘通常是粗糙和阶梯状的。跨越粗糙边缘的原子力显微镜（AFM）线轮廓揭示了额外的台阶和纳米级高度变化[图1(d)]，表明沿侧表面存在多个局域刻面和间断。接触这些粗糙边缘的电极因此可能耦合到几何碎片化的边界，而不是单一的连续、笔直界面。如下所示，虽然拓扑平庸器件的电导谱对边缘形貌没有定性依赖，但拓扑FeTe?.??Se?.??器件表现出定性不同的边缘相关响应，敏感地依赖于所接触的边界是锐利的还是粗糙的。

图1. Fe(Te,Se)器件中依赖于边缘几何的电导谱。(a) 代表性机械剥离Fe(Te,Se)器件的光学图像，以及测量配置。微分电导（dI/dV）使用施加于源电极的交流偏压进行测量，漏极接地。(b),(c) 在1.4 K下对拓扑平庸Fe(Te,Se)器件测量的微分电导谱，包括(b) FeTe?.??Se?.??和(c) Fe?.??Te?.??Se?.??。(d) 机械剥离Fe(Te,Se)薄片的AFM形貌图。该薄片同时表现出笔直、晶体学对齐的锐利边缘（线1）和包含台阶和不规则的粗糙边缘（线2）。插图：选区电子衍射图样确认晶体取向。(e),(f) 假彩色SEM图像分别显示接触FeTe?.??Se?.??薄片粗糙边缘(e)和锐利、连续边缘(f)的电极。(j) 在1.4 K下对电极接触粗糙边缘的FeTe?.??Se?.??器件测量的微分电导，表现出零偏压电导峰。(k) 在1.4 K下对电极接触锐利、连续边缘的FeTe?.??Se?.??器件测量的微分电导，在有限电压窗口内显示出与偏压无关的电导平台。每个面板中标注了相应的正常态接触电阻R_N。

我们首先使用拓扑平庸但表现出与拓扑非平凡FeTe?.??Se?.??[25,34,35]类似的超导性和磁转变（如下所示）的Fe(Te,Se)组分获取参考光谱。从厚度约为30 nm的机械剥离薄片制备了FeTe?.??Se?.??和Fe?.??Te?.??Se?.??器件。对于两种组分，在1.4 K下测量的微分电导谱（见方法[40]）[图1(b)和1(c)]显示出常规安德烈夫反射（AR）过程的特征[65,67]，即有限偏压窗口内的电导增强和位于约4 mV附近的对称相干峰状结构[图1(b)和1(c)]。这些平庸Fe(Te,Se)器件的谱与先前在Fe(Te,Se)薄膜和体单晶上报道的谱[56,57]很好一致，其中超导隙在几毫电子伏量级，并且谱可以很好地由Blonder-Tinkham-Klapwijk（BTK）框架描述（见补充材料[40]）[56,57]。重要的是，这些平庸器件的谱对所接触的边界是锐利的还是粗糙的没有定性依赖性（见补充材料[40]），从而为比较提供了稳健的基线。

接下来，我们关注从拓扑FeTe?.??Se?.??薄片制备的器件。当电极放置在FeTe?.??Se?.??薄片的粗糙或阶梯边缘上时（通过扫描电子显微镜[SEM，图1(e)]识别），微分电导显示出显著的零偏压电导峰[图1(j)]，与先前在未明确控制边缘形貌的边缘或表面接触几何中的报道一致[30]。重要的是，当电极放置在锐利、笔直和连续的薄片边缘上[见图1(f)中的SEM]时，出现了不同的响应。在这种情况下，电导谱表现出与偏压无关的电导平台[图1(k)]。该平台特征仅出现在约1 meV的窄偏压窗口内（远在超导隙Δ?之内）[57,64,68]，并且相对于其正常态背景表现出比亚隙电导增强大得多的增强，相比于FeTe?.??Se?.??[图1(b)]、Fe?.??Te?.??Se?.??[图1(c)]或其他超导体[56,69]的谱。

我们注意到，FeTe?.??Se?.??薄片中从ZBCP到电导平台的转变仅通过改变所接触的边缘形貌即可实现，无需改变体材料组分、器件厚度、测量温度或正常态电阻（如下文所述）。值得注意的是，为了超越定性形貌描述，我们建立了一个经验定量阈值来支配这种平台到ZBCP的输运转变。电导平台在拓扑FeTe?.??Se?.??器件锐利边缘上的15个独立接触中可重复观察到。对这些器件的统计分析（见图S9（补充材料[40]）表明，稳健的电导平台仅在“尖锐”边缘上被解析，其特征为宏观面内曲折度（即接触边缘的实际追踪长度与最短直线距离之比）以及微观边缘过渡宽度与厚度之比（ ）低于10 [70,71]。超过这些几何阈值会引入阶梯状多级形貌，破坏连续边界，并不可避免地使输运特征转变为零偏压电导峰（ZBCP）。此外，这种对边缘几何形状的强烈依赖在拓扑平庸的Fe(Te,Se)器件中不存在（见补充材料[40]），表明所观察到的平台并非超导性或接触质量的普遍结果。综上所述，我们观察到三种输运机制之间的明确实验区分：拓扑平庸Fe(Te,Se)中的传统安德烈夫反射（AR）类谱、与粗糙边缘相关的ZBCP，以及仅在尖锐边缘被接触时观察到的稳健偏压无关电导平台。III. 输运与磁性表征

在 器件中观察到的异常电导平台表明存在与样品边缘相关的附加电子态。然而，这些特征原则上仍可能源于平凡起源，包括接触伪影、边缘诱导的不均匀性，或Fe(Te,Se)组分之间体超导或磁性能的差异。为了探索并排除这些可能性，我们对Fe(Te,Se)器件进行了系统的输运、磁性和结构表征（图2）。

图2. Fe(Te,Se)器件的输运与磁性表征。(a) 在剥离的 、 和 器件上测量的温度依赖四端电阻。(b) 从(a)中数据提取的温度导数 。(c) 在 和 训练场中冷却后，在零磁场升温过程中对Fe(Te,Se)薄片进行的SMOKE测量。不同颜色代表不同位置的测量。插图：Fe(Te,Se)薄片照片，测量位置标记为“+”。(d) 在 上测量的极克尔旋转 的温度依赖性。

我们首先通过四端电阻测量来检查体超导性质。如图2(a)所示，由 、 和 制备的剥离器件表现出可比的超导转变（ ）。为了进一步量化转变锐度，我们分析了电阻的温度导数 ，如图2(b)所示。所有三种组分均表现出相似的转变，其中 的 ， 的 ， 的 。转变宽度和 的相似性表明超导转变是可比的，且发生在较窄的温度窗口内。最关键的是，没有证据表明存在强烈展宽或多级转变，否则将暗示明显的相分离或宏观不均匀性。尽管不同组分之间的常态电阻率背景不同（例如， 在 以上表现出更绝缘的类 ），但所有情况下超导的急剧起始确立了下面讨论的独特低温微分电导响应并非退化的或高度不均匀超导转变的简单结果。

除了超导性外，这三种掺杂可能表现出时间反演对称性破缺（TRSB）的显著差异，正如先前关于Fe(Te,Se)的研究所发现的那样[32-35]。因此，我们使用SMOKE测量表征了剥离样品的有限磁化，其中极克尔信号（ ）与磁化的垂直分量 成正比[72]。如图2(c)所示， 是在小正负训练场（0.01 T）中冷却后，在零场升温过程中对拓扑 薄片测量的。 的训练场依赖性揭示了自发磁化的起始在 ，这与最近对Fe(Te,Se)的 测量[35]高度一致，且远低于 。此外，在 以下观察到 的快速增强，这可能源于磁易轴的重取向（见补充材料[40]）。在这里，我们还发现 与训练场的大小无关（见补充材料[40]），这排除了钉扎涡旋作为其起源的可能性。此外，转变温度在不同条件下的众多薄片上是普遍一致的：刚剥离时、在器件中、以及不同厚度和保护层下（见补充材料[40]）。对非拓扑 器件进行的类似克尔测量[图2(d)]也表现出类似的磁性转变。值得注意的是，克尔信号在同一薄片的不同空间位置上是可重现的[图2(c)]，表明均匀的磁有序。

此外，我们还检查了边缘诱导成分不均匀性的可能性。对代表性的剥离 薄片进行了能量色散X射线光谱（EDX）映射（见补充材料[40]）。Fe、Te和Se的元素图谱在边缘以及薄片内部空间上是均匀的。关键的是，在粗糙或尖锐边缘处未观察到相分离或成分变化的证据，排除了边缘诱导不均匀性作为观察到的边缘相关电导响应的起源。IV. 平台与电路配置及有效接触尺寸的独立性

在检查了体超导性、磁有序（图2）和成分均匀性（补充材料[40]）之后，我们接下来测试电导平台是否可能源于特定的测量配置或电路相关伪影。为此，我们系统地比较了使用不同探测配置和接触几何形状进行的输运测量（图3）。我们首先关注 器件 [图3(a)]，其中使用同一组源漏接触进行四端（ ）、三端（ ）和两端（ ）纯直流输运测量。如图3(b)所示，测得的电流-电压特性随不同配置按预期变化。具体而言，当施加电流低于临界电流时，四端测量在 以下表现出明确定义的零电阻状态。相比之下，两端和三端测量捕获到具有恒定斜率的有限电压信号，即使施加的电流远低于临界电流。通过对电流-电压结果进行数值微分获得的相应电导谱（ ）显示平台谱，电导由于漏极的额外接触电阻而偏移。

图3. 电路配置依赖的输运测量。(a) 具有多个电压探针的 器件的光学图像，说明了用于两点、三点和四点测量的配置。(b) 在1.4 K下使用两点、三点和四点配置测量的直流电流-电压（ ）特性。三点和四点配置中的相应电导通过数值微分提取。(c) 在器件 的不同电压探针上同时测量的相应交流微分电导谱。(d) 器件 具有五个电接触（1-5），用于多端测量标记。(e) 在该器件上进行的温度依赖四点直流输运测量，显示了冷却时体超导响应的演化。(f) 在器件 上使用不同电流注入方向和电压探针组合测量的三点微分电导谱，其中 。电导平台在所有测量配置中表现出一致的高度和谱特征。(g) 常态接触电阻 作为使用Sharvin电阻、Maxwell电阻和Wexler插值估计的有效接触尺寸的函数绘制。阴影区域表示从测得的 中提取的有效接触尺寸范围。符号表示与电导平台、零偏压峰和传统安德烈夫特征谱相关的接触。(h) 边缘接触几何形状和代表性器件结构的示意图。横截面ADF-STEM图像显示电极的顶表面被残余氧化层电隔离，导致主要为边缘接触的输运。

我们进一步使用相同器件和接触配置，将这些纯直流输运结果与交流微分电导谱直接进行比较。如图3(c)所示，在直流测量中观察到的偏压无关电导平台在交流微分电导谱中得到重现，幅度和电压范围一致。这种一致性表明平台不是直流电流偏置的伪影，如局部焦耳热或临界电流诱导的开关[56,73]，而是反映了本征的低能输运响应。

这一结论进一步得到平台响应对电流注入方向和电极配置变化的稳健性的支持。如图3(d)所示，第二个 薄片（器件 ）沿同一尖锐边缘制造了五个端子。图3(e)显示了沿该边缘测量的温度依赖四端直流输运，证实了具有 的稳健边缘超导性。图3(f)显示了在该边缘上执行的三端测量，其中使用沿同一边缘的电流和电压引线的不同组合提取微分电导 。在所有电流和电压探针都耦合到尖锐边缘的配置中，观察到具有几乎相同高度和电压宽度的电导平台。平台在这些变化下的可重现性证实了响应不依赖于特定的引线分配、电流方向或偶然的电路不对称性。

作为最后一项检查，我们评估了观察到的ZBCP和平台特征是否可能源于与大或非理想接触相关的伪影。在三端点接触测量中，零偏压异常可能由非弹性散射或非光谱效应引起[18,59]，其中此类测量中的相关长度尺度是电子界面的有效尺寸[65,67]。虽然无法直接测量这种有效接触尺寸[59,74]，但通常使用标准点接触模型从常态接触电阻 中常规估算，包括Sharvin（弹道）、Maxwell（扩散）和Wexler（插值）公式[65,67]。我们使用Au的费米波矢和电极的电阻率计算了宽范围有效接触尺寸下的预期 （见补充材料[40]），并将这些值与表现出电导平台、ZBCP和通常安德烈夫谱的接触的实验测量值进行比较[图3(g)]。测得的 值对应于约10-100 nm的有效接触尺寸，该区域电阻由Sharvin贡献主导[图3(g)中的蓝线]。相比之下，假设纯扩散（Maxwell主导）接触则需要不切实际的小尺寸（远低于1 nm），远低于金属电极中电子的平均自由程，这与模型的假设不一致。

我们使用通过热扫描探针光刻制造的器件进一步证实了这一结论，其中电极宽度和接触足迹从约 （光刻制造的器件）减小到纳米尺度（约200 nm；见补充材料[40]）。尽管接触面积显著减小，这些器件在尖锐边缘上重现了相同的边缘相关平台，在粗糙和阶梯状边缘上重现了ZBCP。这表明平台和ZBCP现象学不依赖于异常大的接触面积或特定的光刻方法；相反，它反映了本征的边缘耦合输运响应。

此外，有效接触尺寸的长度尺度与本研究使用的剥离Fe(Te,Se)薄片的厚度（20-40 nm）相当，并且不依赖于成分。这些结果表明我们的方法主要通过侧表面而不是顶表面注入电流。这一结论由横截面ADF-STEM测量独立支持[图3(h)和补充材料[40]]，该测量揭示了残余氧化层将金属电极与Fe(Te,Se)薄片顶表面隔开，有效地抑制了直接的顶表面电耦合。此处，已知即使在惰性条件下，这种氧化也会在薄Fe(Te,Se)薄片中迅速形成[58]。为了解决这一挑战，我们使用了我们的“手套箱内洁净室”系统（见方法[40]），该系统的整个样品制备和器件制造过程中避免将新鲜剥离的薄片暴露于环境条件[30,75]。当与优化的Ar等离子体处理相结合时（该处理优先去除侧表面的氧化层，然后进行金属沉积），这使得可靠的电气接触主要沿着暴露的边缘实现（见方法[40]）。因此，接触尺寸分析和结构表征表明，测量的电导主要源于侧表面输运，而不是来自顶表面或电极主导的路径。V. 非局域输运电导

如第二节所述，电导平台和ZBCP敏感地依赖于接触的边缘形态，并且仅在拓扑 器件中观察到。因此，这些特征表明其起源与超导相中的边界电子态有关。为了进一步检验这一解释，我们设计了直接探测 器件中负责电导平台的输运过程对边缘接触要求的实验。具体而言，我们制造了部分被厚六方氮化硼（hBN）覆盖的器件，该覆盖选择性地阻挡了顶表面的一部分和一个边缘的接触[图4(a)]，从而在同一器件内实现仅表面接触和尖锐边缘接触之间的受控比较，并与我们的平庸Fe(Te,Se)器件以及先前的点接触实验进行直接比较[57,64,67]。

图4. Fe(Te,Se)器件中边缘态电导的非局域输运响应。(a) Fe(Te,Se)器件的顶视图图像，显示用于多端测量的电极布局和接触编号。Fe(Te,Se)薄片部分被hBN薄片（蓝色板）覆盖。(b) 定义双边缘引线（ ）、单边缘引线（ ）和表面引线（ ）配置的测量配置示意图。(c) 在1.4 K下以表面接触配置测量的 。为了进行比较，(FTS)表面接触测量标记为‘ref1’和‘ref2’，取自先前的研究[57,64]；所有光谱均通过正常态电导进行归一化。(d) 在1.4 K下测量的双边缘引线和单边缘引线配置中的微分电导，其中器件上标记的电气接触如图(a)所示。

我们首先考察该平台是否可能源于狄拉克表面态中的超导性，即克莱因悖论[76]。为此，我们进行了表面接触测量，其中源电流和电压探针仅耦合到顶表面（表面引线配置；图4(b)上图）。如图4(c)所示，通过表面引线测量的微分电导表现出常规的安德烈夫反射特征，这与在平庸Fe(Te,Se)器件中观察到的现象类似（图1(b)和1(c)），并且与图4(c)中先前对Fe(Te,Se)进行的表面接触测量一致[57,64]。这些结果表明，即使在存在超导狄拉克表面态的情况下，通过顶表面的输运也会产生普通的安德烈夫特征。

接下来，为了区分注入边缘接触处的纯局域隧穿和安德烈夫过程与边缘介导的非局域输运过程，我们利用多端几何结构的一个关键特征：由于Fe(Te,Se)薄片的超导体体区被无耗散超电流短路，源界面处的局域过程必然不依赖于漏电极的位置[77]。因此，我们比较保持源接触不变、同时选择性地将漏极在边缘耦合电极与表面耦合电极之间移动的配置（图4(b)下图）。在单边缘引线配置中，漏极从边缘移动到顶表面，而源极保持边缘耦合。在这种配置中，平台未出现，微分电导则发展出明显的零偏置电导峰，如同在器件中的Fe(Te,Se)和器件中的Fe(Te,Se)所观察到的那样（图4(d)）。

接下来，我们恢复源极与漏极之间不间断的边缘通路。在双边缘引线配置中，两个电极耦合到同一条连续尖锐边缘（图4(b)）。电导在±Δ内恢复为定义明确的平台，在器件中观察为Fe(Te,Se)，在器件中观察为Fe(Te,Se)（图4(d)），这证实了跨器件的可重复性。重要的是，这种平台与零偏置电导峰之间的定性切换仅通过重新定位漏极即可实现，同时保持源极接触和测量温度固定。这排除了基于特定“良好”源接触或特定电极的解释，而是表明该平台需要沿同一条连续边缘的空间分离接触之间的相干耦合。与这一解释一致的是，该平台在源漏互换和不同电流方向下均可重现（第四节），并且仅在源极和漏极共享一条不间断的尖锐边缘时才被观察到（第二节）；接触粗糙或阶梯状的边缘——这实际上破坏了边缘连续性——会抑制平台并产生零偏置电导峰。综合这些结果，表明该平台源于由额外边缘模式介导的非局域过程。

此外，我们注意到源漏间距在微米量级，远超Fe(Te,Se)体相干长度（约6 nm）[63]。尽管间距如此之大，电导平台仍保持良好定义且可重复。这一长度尺度不利于常规超导体中体介导的非局域机制，例如交叉安德烈夫反射或电子共隧穿，其振幅在相干长度尺度上衰减[60–62,77]。此外，在微米距离上观察到的偏压无关平台表明，由这种边界介导输运过程产生的散射和退相干在相关低能窗口内被强烈抑制。

**六、温度演化及其与磁有序的关联**

温度演化提供了严格检验非局域平台是否对普通退相干机制具有抵抗力的方法。对于常规安德烈夫反射光谱，温度升高会迅速引起热展宽和与能隙相关特征的模糊化，电导异常在Tc处连续消失[65,67]。相反，如果平台源于受保护的边界介导输运，其低能响应预期在扩展的温度范围内表现出显著降低的热展宽，并可能在与稳定边界通道的附加有序参数相关的温度尺度上消失。

此外，Fe(Te,Se)包含三个可能与我们测量温度依赖性相关的交织成分：非平凡拓扑能带结构、体超导性以及Tc以下的自主磁有序。在前面的章节中，我们确定了平台需要拓扑非平庸的组分和定义明确的连续边缘，这表明了边界电子态的参与。现在，我们研究平台的温度依赖性，以澄清哪个剩余成分控制其出现。如果平台仅由超导性控制，其特征尺度应追踪超导能隙并在Tc处消失；相反，如果它由磁有序稳定，其消失温度和光谱演化可能反而与TM相关。

图5(a)显示了在双边缘引线配置下，在拓扑Fe(Te,Se)器件上测量的温度依赖性微分电导G^edge。平台演化可分为三个区域（白色虚线）。在T
**图5.** 边缘相关和表面微分电导的温度演化。(a) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^edge，显示电导平台随温度的演化。(b) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^single-edge，表现出随温度演化的零偏置电导峰。(c) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^surface。(d) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性微分电导g^edge。(e) 在完美安德烈夫反射极限下，fe(te,se)器件光谱的模拟温度演化。(f) 基于btk模型的平庸安德烈夫反射光谱的模拟温度演化。(g) 从g^edge和g^single-edge提取的零偏置电导与在fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk的对比。克尔信号的起始温度与超导转变温度tc不同。(h) 在fe(te,se)器件上进行的与(g)相同的对比。(i) 从不同测量配置中提取的归一化光谱宽度的温度依赖性，与btk模拟的比较。

相反，在同一fe(te,se)薄片上进行的表面接触测量（g^surface；图5(c)）则显示常规的安德烈夫反射光谱。安德烈夫反射特征（约10 mev范围内）立即被热展宽并随tc连续消失，这与先前的实验一致[57,64]。在平庸fe(te,se)器件中也观察到类似的温度演化（图5(d)），其中不存在平台。我们注意到，这些平庸情况的温度演化可以在两能隙btk框架内很好地重建（图5(f)；见补充材料[40]），其中电导特征遵循超导能隙尺度并随tc连续消失。此外，尽管平庸安德烈夫光谱在相对较低的温度下开始模糊化，但它们持续至tc，这与平台在约10 k时已经坍缩不同，表明平台并非仅由体超导性控制。因此，拓扑器件中的平台表现出两种非常规热特性：(i) 其幅度和宽度在5 k以下几乎不变；(ii) 它在10 k处消失，而非tc处。

接下来，我们澄清这两种特性与该材料中磁性之间的关系。具体而言，在图5(g)中，我们将从g^edge和g^single-edge提取的归一化零偏置电导与在同一fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk进行比较。g_bulk在tc以下变为零，而θ_k在t_m ≈ 10 k处开始。引人注目的是，平台（g^edge）和零偏置电导峰（g^single-edge）都在t_m处消失。此外，在t*以下（约5 k），g^edge几乎与温度无关，这反映了磁化强度的饱和行为（见补充材料[40]）。这些温度尺度的重合表明，边缘相关电导还受磁有序的额外控制。作为对照实验，图5(h)显示了平庸fe(te,se)器件中g^edge的温度演化。在那里，实验g^edge（红线）遵循btk模拟（黑线），在tc处消失，并且在t*或t_m附近没有异常。

最后，图5(i)比较了归一化光谱宽度。在平庸配置中，btk模拟预测的光谱宽度遵循类bcs的超导能隙温度演化（见补充材料[40]）。相反，平台宽度密切追踪磁化强度：它在t*以下保持恒定，在t* < t < t_m区间缩小，并在接近t_m处坍缩。这些观察确立了能量尺度的清晰分离：平庸安德烈夫特征由体超导性控制并在tc处消失，而电导平台则由磁有序控制并在t_m处消失。因此，平台仅在超导性和自发磁化共存的区域出现。

**七、讨论**

在多个器件和测量实现中，我们识别出一个电导平台，其仅在拓扑fe(te,se)薄片中以直线且连续（尖锐）边缘接触时出现。这种行为在超过十个具有尖锐边缘接触的拓扑器件中可重复（见补充材料[40]），并且在实验装置的显著变化中持续存在，包括在独立实验室中、不同金属接触（例如铝）以及基于热扫描探针光刻的纳米级电极器件中。这种可重复性已经排除了与特定接触金属、制造工艺或测量环境相关的起源。

额外的检查进一步排除了源于测量伪影、接触非理想性或边缘诱导非均匀性的可能性。首先，该平台在测量方案中保持不变：它在直流和交流激励下均可重现，并在使用同一边缘上各种接触的二端和三端配置中重现（图3(b)和3(c)）。其次，基于测量g^edge的接触尺寸分析将我们的接触置于弹道或近弹道区域，有效尺寸与薄片厚度相当，这不利于在强非弹道接触中出现的非光谱零偏置异常[18,59]。第三，截面adf-stem揭示了残余氧化层，其抑制了金属下方的直接顶表面耦合，同时实现了稳健的侧表面耦合，这与边缘接触测量几何结构一致。最后，edx元素映射显示fe/te/se沿边缘空间均匀分布，排除了粗糙或尖锐边界处的成分相分离。综合这些检查表明，该平台反映了与边缘耦合相关的本征输运响应。

一个主要问题是，边缘平台或零偏置电导峰能否用常规超导体中已知的非拓扑输运机制来解释。一种可能性是，观察到的零偏置特征源于常规的边缘局域安德烈夫束缚态，这些态在局域隧穿光谱中通常产生零偏置电导峰。此外，空间分离的接触可以通过交叉安德烈夫反射和弹性共隧穿表现出有限的非局域信号，其中源极和漏极通过体库珀对耦合[60–62]。这类体介导过程的一个决定性特征是它们的振幅在超导相干长度尺度上衰减。

然而，我们数据的几个方面与这些常规图像可区分：(i) 平台和零偏置电导峰响应强烈依赖于漏极；即，在保持源极结不变的同时，将漏极从双边缘配置移动到单边缘配置，将光谱从电导平台转换为零偏置电导峰。这种行为表明非局域边缘响应，与仅由注入接触确定的纯局域安德烈夫束缚态不一致。(ii) 非局域响应延伸至微米尺度的源漏间距，远超fe(te,se)体超导相干长度（约6 nm）[63]。这一比较反对常规体介导的交叉安德烈夫反射或弹性共隧穿作为信号的主导起源，而边缘介导响应的传播长度可能由边缘模式本身的特性决定。(iii) 该现象学表现出对样品拓扑相和边缘几何结构的组合依赖性。 k）时，平台几乎与温度无关，尽管其电压窗口在亚毫电子伏量级。这种稳健性值得注意，因为常规局域光谱预期在这种小能量尺度上表现出可观的热展宽。事实上，图5(e)展示了在完美安德烈夫情况（z=0）、体能隙Δ_bulk、狄拉克表面态能隙Δ_Dirac以及k_BT_c/Δ_bulk = 2条件下的模拟温度演化（见补充材料[40]）。即使在这种透明界面极限下，局域响应也不受热展宽和准粒子散射的保护；因此，模拟预测低能电导增强在从约2 k升温时会被强烈削弱，而剩余的能隙相关特征则连续演化至tc。与这一预测相反，实验平台在5 k以下基本保持不变。随后，在进入中间区域（5 k < t < 10 k）时，平台宽度逐渐收窄，在高温区域则迅速减小并在接近10 k时消失，远低于tc。在同一器件上，单边缘引线配置中测量的零偏置电导峰（g^single-edge；图5(b)）也随温度升高而展宽并受到抑制，在接近10 k时消失。 **图5.** 边缘相关和表面微分电导的温度演化。(a) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^edge，显示电导平台随温度的演化。(b) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^single-edge，表现出随温度演化的零偏置电导峰。(c) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^surface。(d) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性微分电导g^edge。(e) 在完美安德烈夫反射极限下，fe(te,se)器件光谱的模拟温度演化。(f) 基于btk模型的平庸安德烈夫反射光谱的模拟温度演化。(g) 从g^edge和g^single-edge提取的零偏置电导与在fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk的对比。克尔信号的起始温度与超导转变温度tc不同。(h) 在fe(te,se)器件上进行的与(g)相同的对比。(i) 从不同测量配置中提取的归一化光谱宽度的温度依赖性，与btk模拟的比较。 相反，在同一fe(te,se)薄片上进行的表面接触测量（g^surface；图5(c)）则显示常规的安德烈夫反射光谱。安德烈夫反射特征（约10 mev范围内）立即被热展宽并随tc连续消失，这与先前的实验一致[57,64]。在平庸fe(te,se)器件中也观察到类似的温度演化（图5(d)），其中不存在平台。我们注意到，这些平庸情况的温度演化可以在两能隙btk框架内很好地重建（图5(f)；见补充材料[40]），其中电导特征遵循超导能隙尺度并随tc连续消失。此外，尽管平庸安德烈夫光谱在相对较低的温度下开始模糊化，但它们持续至tc，这与平台在约10 k时已经坍缩不同，表明平台并非仅由体超导性控制。因此，拓扑器件中的平台表现出两种非常规热特性：(i) 其幅度和宽度在5 k以下几乎不变；(ii) 它在10 k处消失，而非tc处。 接下来，我们澄清这两种特性与该材料中磁性之间的关系。具体而言，在图5(g)中，我们将从g^edge和g^single-edge提取的归一化零偏置电导与在同一fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk进行比较。g_bulk在tc以下变为零，而θ_k在t_m ≈ 10 k处开始。引人注目的是，平台（g^edge）和零偏置电导峰（g^single-edge）都在t_m处消失。此外，在t*以下（约5 k），g^edge几乎与温度无关，这反映了磁化强度的饱和行为（见补充材料[40]）。这些温度尺度的重合表明，边缘相关电导还受磁有序的额外控制。作为对照实验，图5(h)显示了平庸fe(te,se)器件中g^edge的温度演化。在那里，实验g^edge（红线）遵循btk模拟（黑线），在tc处消失，并且在t*或t_m附近没有异常。 最后，图5(i)比较了归一化光谱宽度。在平庸配置中，btk模拟预测的光谱宽度遵循类bcs的超导能隙温度演化（见补充材料[40]）。相反，平台宽度密切追踪磁化强度：它在t*以下保持恒定，在t* < t < t_m区间缩小，并在接近t_m处坍缩。这些观察确立了能量尺度的清晰分离：平庸安德烈夫特征由体超导性控制并在tc处消失，而电导平台则由磁有序控制并在t_m处消失。因此，平台仅在超导性和自发磁化共存的区域出现。 **七、讨论** 在多个器件和测量实现中，我们识别出一个电导平台，其仅在拓扑fe(te,se)薄片中以直线且连续（尖锐）边缘接触时出现。这种行为在超过十个具有尖锐边缘接触的拓扑器件中可重复（见补充材料[40]），并且在实验装置的显著变化中持续存在，包括在独立实验室中、不同金属接触（例如铝）以及基于热扫描探针光刻的纳米级电极器件中。这种可重复性已经排除了与特定接触金属、制造工艺或测量环境相关的起源。 额外的检查进一步排除了源于测量伪影、接触非理想性或边缘诱导非均匀性的可能性。首先，该平台在测量方案中保持不变：它在直流和交流激励下均可重现，并在使用同一边缘上各种接触的二端和三端配置中重现（图3(b)和3(c)）。其次，基于测量g^edge的接触尺寸分析将我们的接触置于弹道或近弹道区域，有效尺寸与薄片厚度相当，这不利于在强非弹道接触中出现的非光谱零偏置异常[18,59]。第三，截面adf-stem揭示了残余氧化层，其抑制了金属下方的直接顶表面耦合，同时实现了稳健的侧表面耦合，这与边缘接触测量几何结构一致。最后，edx元素映射显示fe te se沿边缘空间均匀分布，排除了粗糙或尖锐边界处的成分相分离。综合这些检查表明，该平台反映了与边缘耦合相关的本征输运响应。 一个主要问题是，边缘平台或零偏置电导峰能否用常规超导体中已知的非拓扑输运机制来解释。一种可能性是，观察到的零偏置特征源于常规的边缘局域安德烈夫束缚态，这些态在局域隧穿光谱中通常产生零偏置电导峰。此外，空间分离的接触可以通过交叉安德烈夫反射和弹性共隧穿表现出有限的非局域信号，其中源极和漏极通过体库珀对耦合[60–62]。这类体介导过程的一个决定性特征是它们的振幅在超导相干长度尺度上衰减。 然而，我们数据的几个方面与这些常规图像可区分：(i) 平台和零偏置电导峰响应强烈依赖于漏极；即，在保持源极结不变的同时，将漏极从双边缘配置移动到单边缘配置，将光谱从电导平台转换为零偏置电导峰。这种行为表明非局域边缘响应，与仅由注入接触确定的纯局域安德烈夫束缚态不一致。(ii) 非局域响应延伸至微米尺度的源漏间距，远超fe(te,se)体超导相干长度（约6 nm）[63]。这一比较反对常规体介导的交叉安德烈夫反射或弹性共隧穿作为信号的主导起源，而边缘介导响应的传播长度可能由边缘模式本身的特性决定。(iii)>
**图5.** 边缘相关和表面微分电导的温度演化。(a) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^edge，显示电导平台随温度的演化。(b) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^single-edge，表现出随温度演化的零偏置电导峰。(c) 在同一fe(te,se)器件上测量的温度依赖性g^surface。(d) 在fe(te,se)器件上测量的温度依赖性微分电导g^edge。(e) 在完美安德烈夫反射极限下，fe(te,se)器件光谱的模拟温度演化。(f) 基于btk模型的平庸安德烈夫反射光谱的模拟温度演化。(g) 从g^edge和g^single-edge提取的零偏置电导与在fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk的对比。克尔信号的起始温度与超导转变温度tc不同。(h) 在fe(te,se)器件上进行的与(g)相同的对比。(i) 从不同测量配置中提取的归一化光谱宽度的温度依赖性，与btk模拟的比较。

相反，在同一fe(te,se)薄片上进行的表面接触测量（g^surface；图5(c)）则显示常规的安德烈夫反射光谱。安德烈夫反射特征（约10 mev范围内）立即被热展宽并随tc连续消失，这与先前的实验一致[57,64]。在平庸fe(te,se)器件中也观察到类似的温度演化（图5(d)），其中不存在平台。我们注意到，这些平庸情况的温度演化可以在两能隙btk框架内很好地重建（图5(f)；见补充材料[40]），其中电导特征遵循超导能隙尺度并随tc连续消失。此外，尽管平庸安德烈夫光谱在相对较低的温度下开始模糊化，但它们持续至tc，这与平台在约10 k时已经坍缩不同，表明平台并非仅由体超导性控制。因此，拓扑器件中的平台表现出两种非常规热特性：(i) 其幅度和宽度在5 k以下几乎不变；(ii) 它在10 k处消失，而非tc处。

接下来，我们澄清这两种特性与该材料中磁性之间的关系。具体而言，在图5(g)中，我们将从g^edge和g^single-edge提取的归一化零偏置电导与在同一fe(te,se)器件上测量的极克尔旋转θ_k和四端体电导g_bulk进行比较。g_bulk在tc以下变为零，而θ_k在t_m ≈ 10 k处开始。引人注目的是，平台（g^edge）和零偏置电导峰（g^single-edge）都在t_m处消失。此外，在t*以下（约5 k），g^edge几乎与温度无关，这反映了磁化强度的饱和行为（见补充材料[40]）。这些温度尺度的重合表明，边缘相关电导还受磁有序的额外控制。作为对照实验，图5(h)显示了平庸fe(te,se)器件中g^edge的温度演化。在那里，实验g^edge（红线）遵循btk模拟（黑线），在tc处消失，并且在t*或t_m附近没有异常。

最后，图5(i)比较了归一化光谱宽度。在平庸配置中，btk模拟预测的光谱宽度遵循类bcs的超导能隙温度演化（见补充材料[40]）。相反，平台宽度密切追踪磁化强度：它在t*以下保持恒定，在t* < t < t_m区间缩小，并在接近t_m处坍缩。这些观察确立了能量尺度的清晰分离：平庸安德烈夫特征由体超导性控制并在tc处消失，而电导平台则由磁有序控制并在t_m处消失。因此，平台仅在超导性和自发磁化共存的区域出现。

**七、讨论**

在多个器件和测量实现中，我们识别出一个电导平台，其仅在拓扑fe(te,se)薄片中以直线且连续（尖锐）边缘接触时出现。这种行为在超过十个具有尖锐边缘接触的拓扑器件中可重复（见补充材料[40]），并且在实验装置的显著变化中持续存在，包括在独立实验室中、不同金属接触（例如铝）以及基于热扫描探针光刻的纳米级电极器件中。这种可重复性已经排除了与特定接触金属、制造工艺或测量环境相关的起源。

额外的检查进一步排除了源于测量伪影、接触非理想性或边缘诱导非均匀性的可能性。首先，该平台在测量方案中保持不变：它在直流和交流激励下均可重现，并在使用同一边缘上各种接触的二端和三端配置中重现（图3(b)和3(c)）。其次，基于测量g^edge的接触尺寸分析将我们的接触置于弹道或近弹道区域，有效尺寸与薄片厚度相当，这不利于在强非弹道接触中出现的非光谱零偏置异常[18,59]。第三，截面adf-stem揭示了残余氧化层，其抑制了金属下方的直接顶表面耦合，同时实现了稳健的侧表面耦合，这与边缘接触测量几何结构一致。最后，edx元素映射显示fe/te/se沿边缘空间均匀分布，排除了粗糙或尖锐边界处的成分相分离。综合这些检查表明，该平台反映了与边缘耦合相关的本征输运响应。

一个主要问题是，边缘平台或零偏置电导峰能否用常规超导体中已知的非拓扑输运机制来解释。一种可能性是，观察到的零偏置特征源于常规的边缘局域安德烈夫束缚态，这些态在局域隧穿光谱中通常产生零偏置电导峰。此外，空间分离的接触可以通过交叉安德烈夫反射和弹性共隧穿表现出有限的非局域信号，其中源极和漏极通过体库珀对耦合[60–62]。这类体介导过程的一个决定性特征是它们的振幅在超导相干长度尺度上衰减。

然而，我们数据的几个方面与这些常规图像可区分：(i) 平台和零偏置电导峰响应强烈依赖于漏极；即，在保持源极结不变的同时，将漏极从双边缘配置移动到单边缘配置，将光谱从电导平台转换为零偏置电导峰。这种行为表明非局域边缘响应，与仅由注入接触确定的纯局域安德烈夫束缚态不一致。(ii) 非局域响应延伸至微米尺度的源漏间距，远超fe(te,se)体超导相干长度（约6 nm）[63]。这一比较反对常规体介导的交叉安德烈夫反射或弹性共隧穿作为信号的主导起源，而边缘介导响应的传播长度可能由边缘模式本身的特性决定。(iii) 该现象学表现出对样品拓扑相和边缘几何结构的组合依赖性。>在拓扑平庸的[状态]中，无论接触边缘是锐利还是粗糙，都只能观察到常规的双峰安德烈夫谱；而在拓扑非平庸的[状态]中，锐利连续边缘产生平台，粗糙或阶梯状边缘产生零偏压电导峰。(iv) 平台和零偏压电导峰的抑制温度与时间反演对称性破缺的温度尺度强烈相关，而不是与体超导转变温度相关，这无法用常规安德烈夫机制解释。(v) 平台在低于[某一温度]时保持强烈抑制的热展宽，而局部平庸安德烈夫束缚态或体态的交叉安德烈夫反射和弹性共隧穿预期不会受到拓扑保护以抵抗热展宽。这些观察表明，边缘平台反映了超越常规局部安德烈夫束缚态或体态交叉安德烈夫反射和弹性共隧穿的边界介导超导输运机制。相反，我们的结果指向由拓扑、超导性和自发时间反演对称性破缺的相互作用产生的边界介导非局域和保护传导。为了同时解释所有约束，一个自然的唯象框架是边缘承载拓扑边界激发，这些激发以与普通准粒子根本不同的方式耦合到正常金属引线。尽管这些边界激发平均来说是电荷中性的，但当它们被正常金属电极接触时，可以产生多端电荷输运：电荷在端子处通过安德烈夫型转换过程注入和提取，而边缘介导的相位相干传播路径连接空间上分离的接触点（见补充材料[40]）[20,21,78]。在这个观点下，当有效的边缘介导透射在有限低能窗口内仅弱依赖于能量时，可以产生类平台电导。同一框架自然地解释了强烈的漏极位置灵敏度和微米尺度范围，因为测量信号取决于源极和漏极是否通过连续边缘段连接[20–22,79]。在这种情况下，在粗糙边缘接触中观察到的零偏压电导峰可能反映晶体台阶或边缘不连续性，这些会中断连续的侧表面边界通道。然而，这种中断将扩展的边缘介导平台转换为局域零偏压电导峰的微观机制仍未解决。此外，平台的绝对幅度也超出了简单量子化单通道描述。特别是，测得的电导远大于单个传输边界通道的预期，表明多通道输运以及三维或多带效应可能是必要的。此外，体态安德烈夫过程或边界模式与体超导态之间的转换是否也对测得的电导有贡献，目前尚不清楚。因此，对平台幅度的定量描述需要超越现有最小情景的理论建模。此外，对Fe(Te,Se)薄片厚度和接触几何的大范围实验研究将对评估具体情景至关重要。剩下的问题是，哪种具有边界通道的拓扑相负责这些观察？对于具有非平庸电子结构的3D超导体，其中的时间反演对称性破缺可能实现至少两种手性边界模式的广泛情景。首先，时间反演对称性破缺序在适当的交换能和化学势条件下可以将体拓扑能带分裂成Weyl区域，产生具有手性边界模式的Weyl超导体，类似于费米弧衍生通道[36,37]。其次，体对称性破缺可能产生有效的层状（堆叠）手性拓扑超导相，类似于3D手性p波超导性[38,39,80]。我们的实验对任何此类情景施加了关键约束：平台和边缘接触零偏压电导峰在[某一温度]消失，远低于[另一温度]（图5g），并且平台宽度随温度变化[图5i]。这种相关性表明，与平台相关的低能输运尺度不仅由[超导转变温度]决定，而是由与时间反演对称性破缺序相关的能量尺度控制。我们的工作建立了共同支持边缘态解释的实验标准。尽管如此，需要进一步的理论和实验工作来确定在这种单一材料平台中负责边界响应的具体超导态（例如，Weyl与堆叠手性）。在理论方面，虽然观察到的非局域现象学与拓扑超导边缘模式介导的输运模型大致一致[20–22]，但定量比较——包括与偏置无关的电导值及其温度和漏极依赖性——可能需要扩展到多通道或完全3D几何以及Fe(Te,Se)的多带超导性[81]。此外，必须澄清体态在输运中的作用。实验上，相位敏感干涉测量（沿单一晶向边缘设计的边缘约瑟夫森干涉仪或超导量子干涉装置几何结构）可以直接探测边缘传导通道的相位结构。栅极或蚀刻定义的边缘收缩和量子点接触可能实现受控模式过滤和背散射抑制测试。沿器件边缘的补充热输运测量将为电荷输运提供正交探针，并且将边缘输运与受控的时间反演对称性破缺域操纵和空间分辨Kerr成像相关联，可以阐明磁序如何组织边界通道。更广泛地说，阐明关联在产生纠缠的磁性、超导和拓扑序中的作用，仍然是一个重要的开放方向[82]。