특집
양자 세계의 쩔쩔매는 스핀 이야기
키타예프 양자 스핀 액체
작성자 : 황규성 ㅣ 등록일 : 2022-08-17 ㅣ 조회수 : 4,430 ㅣ DOI : 10.3938/PhiT.31.028
황규성 박사는 University of Toronto 물리학과에서 응집물리이론 분야로 박사학위를 취득한 후, The Ohio State University 물리학과에서 박사후연구원을 거쳐, 현재 고등과학원 물리학부에서 KIAS Fellow로 재직 중이다. 양자자성에서 일어나는 다양한 상들에 대해 연구를 해왔고, 최근에는 양자 스핀 액체의 양자 얽힘과 애니온 등의 성질을 연구하고 있다. (khwang@kias.re.kr)
Kitaev Quantum Spin Liquid
Kyusung HWANG
Quantum spin liquid is a phase of matter featured with quantum entanglement and fractionalization, and it has been sought after in condensed matter. Kitaev quantum spin liquid has been of particular interest due to the emergent quasiparticles of Majorana fermion, which is proposed as a venue for quantum computations. Recently, experimental evidences for Majorana fermion have been reported in the Kitaev quantum magnet
들어가는 글
양자 스핀 액체는 양자 얽힘이 거시적인 수준으로 시스템 전체에 퍼져 나타나는 물질의 상이다.1)2)3) 애니온이라는 분수화된 준입자를 허용한다는 것이 대표적인 특징인데, 이들의 독특한 위상적 성질과 더불어 이들을 큐빗으로 이용한 양자 계산의 가능성으로 인해 양자 물질과 양자 계산 두 분야에서 각광을 받고 있다.
최근 다양한 플랫폼에서 양자 스핀 액체 상태에 대한 연구가 활발하다. 양자 컴퓨터의 프로세서,4) 리드버그 원자 시스템,5) 그리고 2차원 양자 자성체
필자는 양자 자성을 연구해온 사람의 관점에서 양자 스핀 액체가 무엇인지에 대해 이야기해 보려 한다. 특히 다음의 네 가지 질문에 대해 답을 제시하고자 한다.
1. 양자 스핀 액체란 무엇인가? 앞서 간단히 소개했듯이, 양자 얽힘이 강하고 준입자 분수화 현상이 나타나는 물질의 상태이다. 또한 시스템의 대칭성이 깨어져 있지 않은 어떻게 보면 심심한 상태이다. 흥미로운 성질은 양자 얽힘의 결과로 나타난다.
2. 그것이 왜 재미있고 중요한가? 기존의 대칭성의 깨짐으로 물질의 상을 이해하는 이해 체계 안에 속하지 않는다. 이런 상태를 이해하기 위해 위상정렬이라는 개념이 필요하고 이 안에서 애니온을 위상적으로 잘 이해할 수 있다. 또한 응용 측면에서 애니온을 이용하여 양자 계산이 가능하다(애니온이 양자 계산을 할 수 있다!).
3. 그러면 어디에서 발견할 수 있는가? 앞서 소개한 여러 플랫폼에서 구현 또는 발견될 수 있다. 양자 자성체로 한정 짓는다면, 2차원으로 양자 요동이 강하고 쩔쩔맴 현상이 있는 자성체에서 발견할 가능성이 크다. 카고메 반강자성체와 키타예프 자성체가 대표적인 예이다.
4. 마지막으로 실험적으로 어떻게 양자 스핀 액체를 확인할 수 있는가? 분수화된 준입자를 볼 수 있는 실험이어야 한다. 중성자 산란 실험, 라만 산란 실험, 열용량 측정, 그리고 열전도실험이 좋은 예이다.
앞으로 이야기를 풀어나가는데 가이드가 되도록, 위의 질문들에 미리 대략적인 답을 제시해 놓았다.
다양한 양자 스핀 액체 중에서, 필자는 키타예프 양자 스핀 액체에 대해 이야기하려고 한다.7)8)9) 키타예프 스핀 액체는 정확히 풀리는 키타예프 육각격자 모형의 해로서, 마요라나 페르미온을 준입자로 허용한다.7) 마요라나 페르미온이란 자기 자신이 스스로의 반입자가 되는 아주 특이한 입자인데, 자연계에서 발견되지 않은 이론적으로 제안된 입자이다. 또한 마요라나 페르미온은 양자 계산을 구현할 수 있는 한 가지 방법으로 많은 관심을 받고 있다.7) 따라서 마요라나 페르미온을 갖는 키타예프 스핀 액체는 최근 아주 활발히 연구되었고, 양자자성체
키타예프 육각격자 모형
키타예프 육각격자 모형(Kitaev honeycomb model)은 2차원 육각격자 위에서 정의된 양자 스핀 모형이다. 각 격자점에 스핀-1/2(파울리 매트릭스
한 가지 특이한 점은 스핀들이 본드의 방향에 의존하는 이징 상호작용(bond-dependent Ising interaction)을 한다는 것이다. 본드 방향에 따라

놀랍게도 우리는 이 모형을 정확히 풀 수 있다.7) 겉보기에 대단히 인위적이며 매우 낮은 대칭성을 갖는 것으로 보이지만 말이다. 바닥상태는 양자 스핀 액체 상태(quantum spin liquid)이며, 들뜬 상태로서 두 가지 종류의 분수화된 준입자(fractional quasiparticle)를 갖는다. 하나는 페르미온(fermion), 다른 한 종류는 Z2 플럭스(Z2 flux)이다. 이 모형의 정확한 해를 구하는 과정을 통해 이러한 성질들을 자세히 알아본다.
1. 마요라나 표현
제일 먼저, 키타예프 모형을 풀 수 있게 해주는 아래의 마요라나 표현식(Majorana representation)을 도입한다.7)
여기에서 (
하지만 한 가지 주의할 점이 있는데, 마요라나 표현식은 원래의 스핀-1/2의 2차원 힐버트 공간을 보다 큰 4차원으로 확장한다. 물리적으로 올바른 이론을 위해서는 원래의 2차원 힐버트 공간을 복원시켜야 하는데, 아래의 투영 연산자를 취함으로써 가능하다.
이 연산자(
2. 마요라나 해밀토니안
마요라나 표현을 이용하면, 원래의 스핀 모형은 다음과 같은 마요라나 해밀토니안(Majorana Hamiltonian) 형태를 취하게 된다.
여기에서
이 성질을 이용하여, 원래는 연산자였던
위의 마요라나 기술 방식을 풀어서 이야기하면,
3. Z2 게이지 필드와 Z2 게이지 플럭스
이 시스템은 Z2 게이지 구조(Z2 gauge structure)를 가지고 있다. 사실 앞서 이야기한 Z2 필드(
이 양은 기본 육각형(
육각형 내에서의 격자점 순서는 그림 1(a)에 표시되어 있다. 이 플럭스 연산자는 원래의 스핀 해밀토니언과 교환관계를 갖기 때문에(
이제 이 시스템의 Z2 게이지 구조는 쉽게 이해되어진다.
먼저 위와 같이 Z2 필드(
4. 바닥 상태: 키타예프 양자 스핀 액체
그러면 이제 마요라나 해밀토니언(
이것이 키타예프 모형의 정확한 바닥 상태, 키타예프 양자 스핀 액체(Kitaev quantum spin liquid) 상태이다. 투영 연산자가 나타내듯이, 이 양자 상태는 여러 개의 다른 상태들의 중첩으로 구성되어 있어 기본적으로 강한 양자 얽힘을 갖는 상태이다. 그리고 각 격자점에서 자기 모먼트를 전혀 가지지 않는다(
그로 인해 상관거리(correlation length)는 극도로 짧은 값(nearest neighbor 거리)을 갖는 특별한 성질이 나타난다.12)
5. 들뜬 상태: 분수화된 준입자

다음으로 들뜬 상태에 나타나는 준입자를 살펴보도록 하자. 두 가지 종류의 준입자가 존재하는데, 하나는 페르미온 준입자이고 다른 하나는 Z2 플럭스 준입자이다. 페르미온 준입자의 스펙트럼은 앞서 언급한 마요라나 해밀토니안(
이 준입자들은 홀로 생성되지 못하고 항상 여러 개가 동시에 생성되는 특징을 갖는다. 예를 들어 한 격자점에 스핀 연산자를 가하면 Z2 플럭스 두 개와 페르미온 한 개가 동시에 생성이 된다[그림 1(c)].12)
이것은 마요라나 표현식(
양자 스핀 액체의 준입자들은 마그논과 같은 보통의 준입자들이 쪼개어진 상태로 볼 수 있고, 따라서 분수화된 준입자(fractional quasiparticle)라고 부른다. 이러한 분수화된 준입자의 존재는 키타예프 양자 스핀 액체를 포함한 모든 양자 스핀 액체의 일반적인 특성이다.
6. 분수화 현상의 흔적: 측정 가능한 물리량
![Fig. 3. Signatures of fractionalization. (a) Calculated dynamical spin structure factor, which shows broad continuum of spin excitations in energy-momentum space. Adapted with permission from Ref. [11], Copyright ⓒ 2014, American Physical Society. (b) Calculated heat capacity by Monte Carlo simulation. Two-peak structure is shown in temperature domain. The first peak corresponds to proliferation of flux-excitations and the second peak arises due to fermion excitations. Adapted with permission from Ref. [12], Copyright ⓒ 2015, American Physical Society.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/cc1ae6ae2b4da65e26e9c18f0dc4866492cc8a15.jpg)
준입자 분수화(fractionalization) 현상을 실험으로 관찰할 수 있을까? 이에 대한 좋은 예로서, 중성자 산란 실험과 열용량 측정을 들 수 있다. 먼저, 중성자 산란(neutron scattering)을 통해서 자성체 내의 들뜬 상태의 스펙트럼 측정을 할 수 있는데, 키타예프 양자 스핀 액체에서는 스펙트럼이 앞서 언급한
다음으로 열용량(heat capacity)을 온도의 함수로 보게 되면, 키타예프 양자 스핀 액체의 경우 두 개의 픽 구조를 나타낸다. 이것은 몬테 카를로 시뮬레이션 결과에서 잘 확인이 된다[그림 3(b)]. 첫 번째 픽은 Z2 플럭스 갭 에너지 크기에 대응하는 온도(
되풀이하면, 준입자 분수화 현상은 중성자 산란 실험에서 broad continuum으로, 열용량 측정에서 two-peak structure로 확인할 수 있다.
시간대칭성 깨뜨리기: 양자화된 열홀효과
이제 키타예프 스핀 액체가 가지고 있는 흥미로운 위상적 성질에 대해 이야기해 보려고 한다. 이 위상적 성질은 외부 자기장이 걸려서 시간 대칭성이 깨졌을 때 드러나는데, 이를 위해 다음과 같이 제만 상호작용(Zeeman coupling)을 고려하도록 하자.
엄밀히 말하면, 제만 상호작용이 들어오면 스핀 모형은 더 이상 정확히 풀 수 없다. 그렇지만 제만 상호작용이 섭동적으로 들어오는 경우, 다음과 같은 유효 모형을 유도할 수 있다.7)
이 모형은 바닥 상태가 속해 있는 0-플럭스 섹터(
이 마요라나 표현식은 육각격자 위에서 페르미온들의 동역학을 기술하는데,
여기서 주목해야 할 점은 페르미온 준입자의 질량이 자기장 방향에 따라 달라지며, 특정 방향의 자기장에 대해서는 영이 되기도 한다는 사실이다.
1. 천 숫자와 마요라나 에지 모드
페르미온 준입자의 에너지 밴드에 갭이 생겼으니[그림 2(b)], 에너지 밴드의 위상적 구조에 대해 살펴봐야 한다. 이 경우 위상 불변양(topological invariant)으로서 천 숫자(Chern number)를 정의할 수 있다. 여기서 천 숫자는 에너지 갭 아래의 음의 에너지 밴드에 대해 베리 곡률(Berry curvature)을 적분한 양으로 정의되는데, 그 결과는 아래와 같이 얻어진다.
흥미롭게도 천 숫자
천 숫자의 물리적 의미는 에지에서 한 방향으로만 움직이는 카이럴 마요라나 에지 모드(gapless chiral Majorana edge mode)의 수를 의미한다.7)
2. 양자화된 열홀효과
영이 아닌 천 숫자 그리고 마요라나 에지 모드의 존재는 수송 현상(transport phenomena)에서 홀효과(Hall effect)가 발생할 수 있음을 의미한다. 키타예프 스핀 액체에서의 준입자들은 전하를 띠지 않기 때문에 전기적 수송현상은 기대할 수 없다. 하지만 에너지를 운반할 수 있으므로 열수송 현상을 생각할 수 있는데, 한 방향으로 움직이는 마요라나 에지 모드로 인해 홀효과가 나타난다. 특히, (벌크 에너지 갭보다) 낮은 온도에서 열홀전도도(thermal Hall conductivity)와 온도의 비율이 다음과 같이 양자화되는 특징이 있다.7)
사실 이러한 양자화된 열홀효과(quantized thermal Hall effect)는 정수 양자홀 상태(integer quantum Hall state)에서도 나타나는 것으로 잘 알려져 있다. 하지만 정수 양자홀 상태의 경우, 열홀전도도가
3. 몬테 카를로 시뮬레이션
![Fig. 4. Thermal transport at zero magnetic field. (a) Longitudinal thermal conductivity and heat capacity as functions of temperature. (b) Longitudinal thermal conductivity divided by temperature. Adapted with permission from Ref. [13], Copyright ⓒ 2017, American Physical Society.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/95c43de23ae241d4ced5b51e106df1d15de65014.jpg)
키타예프 스핀 액체에서 분수화된 준입자들이 일으키는 열수송 현상은 몬테 카를로 시뮬레이션(그림 4,5)을 통해 좀 더 잘 알아볼 수 있다.16)
먼저 자기장이 없는 경우를 알아보자[그림 4]. 이 경우 열홀효과는 일어나지 않는다. 하지만 평행방향 열전도도(longitudinal thermal conductivity)는 온도의 함수로서 흥미롭게도
다음으로 자기장이 걸려 있는 경우를 보자[그림 5]. 이 경우 열홀효과가 나타나는데, 일반적인 온도 영역에서는 자기장의 세기가 강해짐에 따라 열홀전도도가 점점 증가한다[그림 5(c)]. 하지만
![Fig. 5 Thermal transport at nonzero magnetic fields. (a,b) Longitudinal thermal conductivity as a function of temperature. (c,d) Thermal Hall conductivity as a function of temperature. The dashed horizontal line marks the location of the quantized thermal Hall conductivity. Adapted with permission from Ref.[13], Copyright ⓒ 2017, American Physical Society.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/2024d2501f19f97fd4d02a6e87dd69976571fad8.jpg)
또 한 가지 흥미로운 점은
-RuCl3: 키타예프 양자자성체
이론적으로 제시되었던 키타예프 스핀 액체가 실제 물질에서의 연구로 확장될 수 있었던 데에는 작켈리와 칼리울린(Jackeli and Khaliullin)의 기여가 크다. 그들은 키타예프 상호작용이 존재할 수 있는 실제 물질구조를 제안하였다.17) 전이금속 산화물 중 강한 스핀-궤도 상호작용(spin-orbit coupling)을 가지는
1. 스핀 모형
![Fig. 6. Crystal structure of \(\small \alpha\)-RuCl<sub>3</sub> and the zigzag magnetic order. Adapted with permission from Ref. [8], Copyright ⓒ 2019, Springer Nature.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/233be7f0855678e70e4ae9d47f48abdf2f516b24.jpg)
하지만 키타예프 이외에도 다른 상호작용이 동시에 존재한다. 예를 들어, 하이젠베르크 상호작용이나 비등방성 상호작용 등이 나타난다. 물질의 대칭성에 기반하여 일반적인 모형을 적어보면 다음과 같다.18)
이 모형은
실제로 키타예프가 아닌 다른 상호작용으로 인해,
이러한 자기정렬이 있음에도
2. 자기장에 의해 발현된 양자 액체
![Fig. 7. Thermal Hall effect in (a) integer quantum Hall state and (b) Kitaev quantum spin liquid, and (c) phase diagram of α-RuCl3. Adapted with permission from Ref.[23], Copyrightⓒ2018, Springer Nature.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/cdd016c99cdd751642e4c5fba3aa6fb5e8b7c243.jpg)
지그재그 자기 정렬에도 불구하고 왜
3. 양자화된 열홀효과의 실험 관측과 논란
![Fig. 8. Quantized thermal Hall effect in α-RuCl3. Thermal Hall conductivity approaches the quantized value at low temperatures (see the dashed line). Adapted with permission from Ref.[23], Copyright © 2018, Springer Nature.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/de08738644176c5e52ed6e29da7b44d87ca6d4be.jpg)
양자화된 열홀효과는 키타예프 스핀 액체와 마요라나 모드를 뒷받침하는 강력한 증거로서 이론적으로 제안이 되어왔다. 그런데 이 양자화된 열전도도가
이 실험 결과의 발표로 한동안 양자 자성 분야는 흥분의 도가니였다. 이어서 다른 실험 그룹들도 열홀효과 실험을 뒤따라 수행하기 시작했다. 하지만 몇몇 그룹에서 마츠다 그룹의 결과와는 다른 결과가 얻어졌고, 이로 인해 양자화된 열홀효과에 대한 논란이 일기 시작했다. 특히, 프린스턴 대학의 옹(Phuan Ong) 그룹이 보고한 실험 결과가 상당히 흥미롭다. 이들의 결과에서는, 열홀전도도가 예측된 양자화 값에 못 미친다. 하지만 평행방향 열전도도(longitudinal thermal conductivity)가 양자 진동(quantum oscillation)의 양상을 보인다는 것을 발견했다. 이것은 페르미온 준입자가 페르미 면(Fermi surface)을 이루고 있고 이들이 외부 자기장을 느낌으로 인해 양자 진동 현상이 일어날 수 있을 때 가능한 일이다. 따라서 이 열전도도 양자 진동은 키타예프 스핀 액체가 아닌 다른 종류의 양자 액체의 가능성을 의미한다.28)
머지않아 두 그룹의 서로 다른 결과에 대해 체계적인 분석이 이루어졌다. 막스플랑크 연구소의 타카기(Hidenori Takagi) 그룹은 다음과 같은 사실을 발견하였다. 두 실험 그룹이 서로 다른 방법으로 시편을 만들었는데(교토그룹: Bridgman 방식, 프린스턴그룹: CVT 방식), 이것이 시편의 성질에 많은 영향을 미쳐 결국에는 열전도도에도 큰 차이를 만든다. 다른 한편으로는, 교토그룹의 방식으로 만들어진 시편에서 열전도도가 (오차 범위 안에서) 예측된 양자화 값에 가까이 나타나는 것을 확인했다.29)
마지막으로, 양자화되지 않는 열홀전도도 관측에 대해 포논이나 마그논으로 해석하려는 시도들도 있었음을 언급하여 둔다.30)31)
키타예프 스핀 액체의 실험적 확인에 대한 새로운 제안: 자기장 방향 의존성 탐구
앞서 이야기한 열홀효과 실험은 사실 세계적으로 소수의 그룹만이 할 수 있는 어려운 실험이다. 열과 자기 토크 등을 정밀하게 잘 통제할 수 있어야 성공할 수 있는 실험이다. 이러한 실험적 어려움은 열홀효과 실험에 대한 논란을 가중시켰던 이유이기도 하다. 그렇다면 보다 용이하게 키타예프 스핀 액체를 실험적으로 검증할 수 있는 방법은 없는 것인가?
이러한 질문에 대한 한 가지 답으로, 최근에 필자와 공동연구자들이 수행하여 얻은 연구 결과에 대해 간략히 소개하고자 한다. 우리의 결론은 다음과 같다.32)33)
![Fig. 9. Magnetic field angle dependence of the Kitaev quantum spin liquid. (a) D3 point group symmetry, which consists of C3 and C2 rotations. (b) Convention for the magnetic field angles, (). (c) Field angle dependence of the Chern number in the pure Kitaev model [Eq.(15)]. The dashed lines highlight the topological critical lines. (d) A schematic for the field angle dependence of heat capacity at a fixed temperature. Peak positions reveal the whole shape of the topological critical lines. Adapted with permission from Ref.[28], Copyright © 2022, Springer Nature.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/5447eac7904f167661e40711329c9a51712f3e6f.jpg)
특히, 페르미온 준입자의 에너지 갭과 천 숫자에 키타예프 스핀 액체의 독특한 특징이 잘 담겨있다. 이미 식 (14),(15)에서 보인 바와 같이, 에너지 갭(
이러한 임계선(페르미온 에너지 갭의 닫힘)은 자기장 방향이 육각격자의 본드의 방향과 일치할 때 반드시 나타난다. 이것은 시스템이 가진
그리고 이에 대응하여 페르미온 에너지 갭은 다음과 같이 주어진다.
여기서,
자기장 방향이 육각격자의 평면 안에서 돌려지면, 페르미온 에너지 갭은 자기장의 삼승에 비례하는 성질(cubic dependence)을 갖는다. 식 (19)에서 보여지는 바와 같이, 자기장이 육각격자의 평면과 평행하면
방금 언급된 세 가지 성질을 정리하면 다음과 같다.
1. 위상적 임계선: 키타예프 스핀 액체의 위상적 성질에 의해, 자기장 방향의 평면에서 페르미온 에너지 갭의 닫힘이 연속적인 선을 따라 나타난다.
2. 대칭성의 영: 육각격자의 본드의 방향과 일치하는 자기장 방향에서 임계선은 반드시 나타난다.
3. 자기장 삼승의 에너지 갭: 자기장 방향이 육각격자의 평면에 평행할 때, 페르미온 에너지 갭은 자기장 크기의 삼승에 비례한다.이 세 가지 성질은 자기정렬이 있는 상들에서는 불가능하고, 오직 키타예프 스핀 액체에서만 나타날 수 있는 성질들이다. 따라서 실제 물질에서 이 세 가지 성질을 관찰하게 되면 키타예프 스핀 액체를 확인하게 되는 셈이다.32)
![Fig. 10. Heat capacity measurement. (a) Heat capacity measured for bond-direction field (H||b, blue) and bond-perpendicular field (H||a, red). (b) Energy gap extracted from the heat capacity data for bond-perpendicular fields. Adapted with permission from Ref.[29], Copyright © 2022, Springer Nature.](https://webzine.kps.or.kr/_File/froala/0f45a408a6709831af56f99207dcc302b957b33a.jpg)
이러한 성질들은 최근에 열용량 실험에서 확인이 되었다. 도쿄 대학 시바우치(Takasada Shibauchi) 그룹에서
열용량 실험이 자기장 방향 전체에 대해 이루어지면, 열용량의 픽이 나타나는 자기장 방향들로부터 임계선의 모양을 얻어낼 수 있다[그림 9(d)]. 그러면 위의 언급된 세 가지 성질이 모두 검증되는 것으로, 키타예프 스핀 액체에 대한 확실한 증거가 될 것이다.
마무리 글
본 원고에서는 키타예프 양자 스핀 액체의 성질에 대해 알아보고 후보 물질인
- 각주
- 1)L. Savary and L. Balents, Rep. Prog. Phys. 80, 016502 (2017).
- 2)J. Knolle and R. Moessner, Annu. Rev. Condens. Matter Phys. 10, 451 (2019).
- 3)C. Broholm, R. J. Cava, S. A. Kivelson, D. G. Nocera, M. R. Norman and T. Senthil, Science 367, 6475 (2020).
- 4)K. J. Satzinger et al., Science 374, 1237 (2021).
- 5)G. Semeghini et al., Science 374, 1242 (2021).
- 6)Y. Kasahara et al., Nature (London) 559, 227 (2018).
- 7)A. Kitaev, Ann. Phys. 321, 2 (2006).
- 8)H. Takagi, T. Takayama, G. Jackeli, G. Khaliullin and S. E. Nagler, Nat. Rev. Phys. 1, 264 (2019).
- 9)Y. Motome and J. Nasu, J. Phys. Soc. Jpn. 89, 012002 (2020).
- 10)
; ; . - 11)예를 들어, 마요라나 표현식이
, , , 을 만족함을 확인할 수 있다. - 12)G. Baskaran et al., Phys. Rev. Lett. 98, 247201 (2007).
- 13)Y. Knolle et al., Phys. Rev. Lett. 112, 207203 (2014).
- 14)J. Nasu et al., Phys. Rev. B 92, 115122 (2015).
- 15)이 식에서 0-플럭스에 대한
= +1의 조건을 이용하였다. - 16)J. Nasu et al., Phys. Rev. Lett. 119, 127204 (2017).
- 17)G. Jackeli and G. Khaliullin, Phys. Rev. Lett. 102, 017205 (2009).
- 18)실제 물질의 스핀 모형을 나타내는 데에는 스핀-1/2 연산자(
)를 사용하였다. - 19)J. G. Rau et al., Phys. Rev. Lett. 112, 077204 (2014).
- 20)H.-S. Kim et al., Phys. Rev. B 91, 241110(R) (2015).
- 21)S. M. Winter et al., J. Phys.: Condens. Matter 29, 493002 (2017).
- 22)J. A. Sears et al., Phys. Rev. B 91, 144420 (2015).
- 23)S.-H. Do et al., Nat. Phys. 13, 1079 (2017).
- 24)S.-H. Baek et al., Phys. Rev. Lett. 119, 037201 (2017).
- 25)J. S. Gordon et al., Nat. Commun. 10, 2470 (2019).
- 26)H. Y. Lee et al., Nat Commun. 11, 1639 (2020).
- 27)Y. Kasahara et al., Nature (London) 559, 227 (2018).
- 28)P. Czajka et al., Nat. Phys. 17, 915 (2021).
- 29)J. A. N. Bruin et al., Nat. Phys. 18, 401 (2022); J. A. N. Bruin et al., arXiv:2205.15839 (2022).
- 30)É. Lefrançois et al., Phys. Rev. X 12, 021025 (2022).
- 31)L. E. Chern et al., Phys. Rev. Lett. 126, 147201 (2021).
- 32)K. Hwang et al., Nat. Commun. 13, 323 (2022).
- 33)O. Tanaka et al., Nat. Phys. 18, 429 (2022).