Исследование поверхностного магнетизма в системах на основе MnBi2Te4 с использованием магнитооптического эффекта Керра

Cover Page

Cite item

Full Text

Abstract

Материалы MnBi2Te4, Mn(Bi,Sb)2Te4 и MnBi2Te4(Bi2Te3)m (где m ≥ 1) относятся к классу магнитных топологических изоляторов. Для успешного применения данных материалов в устройствах наноэлектроники необходимо всестороннее изучение их электронной структуры и магнитных свойств в зависимости от соотношения атомов Bi/Sb и количества (m) блоков Bi2Te3. Изучались магнитные свойства поверхности соединений MnBi2Te4, MnBi4Te7 и Mn(Bi1–xSbx)2Te4 (где x = 0.43, 0.32) при помощи магнитооптического эффекта Керра. Показано, что температуры магнитных переходов на поверхности и в объеме MnBi4Te7 и Mn(Bi,Sb)2Te4 существенно различаются.

Full Text

ВВЕДЕНИЕ

Взаимосвязь электронных и магнитных свойств в сочетании с нетривиальной топологией в магнитных топологических изоляторах (МТИ) создает основу для реализации уникальных квантовых эффектов, таких как квантовый аномальный эффект Холла, состояние аксионного изолятора, фермионы Майораны [1–13]. Наиболее перспективными материалами для наблюдения перечисленных выше эффектов являются MnBi2Te4 и семейства материалов, созданные на его основе: Mn(Bi,Sb)2Te4 и MnBi2Te4(Bi2Te3)m [14–16]. В электронной структуре топологических поверхностных состояний MnBi2Te4 возможно открытие аномально широкой, в сравнении с другими известными МТИ, энергетической запрещенной зоны. Температура магнитного упорядочения в MnBi2Te4 составляет TN = 24.5 К [14] и является одной из наиболее высоких для известных МТИ. Благодаря данным особенностям исследование соединения MnBi2Te4 и материалов, созданных на его основе, в последние несколько лет вызывало повышенный интерес [17–19]. Однако экспериментальные данные, характеризующие электронную и магнитную структуру этих материалов, существенно различаются. Так, при исследовании величины энергетической запрещенной зоны в точке Дирака были получены значения, изменяющиеся от единиц до десятков микроэлектронвольт [20]. По данным ряда работ предполагается, что причинами такого поведения могут выступать как структурные дефекты, влияющие на распределение топологических поверхностных состояний и их взаимодействие с атомами Mn [21], так и изменение магнитного порядка, в том числе вблизи поверхности [22].

Для MnBi2Te4 энергетически выгодным является антиферромагнитное (АФМ) упорядочение А-типа с магнитными моментами, направленными перпендикулярно поверхности (0001) [23]. Такая магнитная структура подтверждена разными экспериментальными методами: дифракцией нейтронов [24, 25], СКВИД-магнитометрией [26], рентгеновским магнитным циркулярным дихроизмом [14] и фотоэлектронной спектроскопией с угловым разрешением (ФЭСУР) [27]. Значения температуры Нееля, измеренные поверхностно- и объемо-чувствительными методами, с высокой точностью совпадали.

Тем не менее магнитные свойства вблизи поверхности могут претерпевать изменения по сравнению с объемными магнитными свойствами. Для метамагнетиков, к которым принадлежит соединение MnBi2Te4, характерно послойное перемагничивание во внешнем магнитном поле [28, 29]. Такое поведение связано с уменьшением коэрцитивной силы поверхностного блока. Таким образом, изучение магнитных свойств вблизи поверхности требует дополнительного внимания.

В данной работе проведено исследование магнитных свойств материалов MnBi2Te4, MnBi2Te4(Bi2Te3) (т. е. MnBi4Te7) и Mn(Bi,Sb)2Te4 при помощи магнитооптического эффекта Керра (МОЭК). Исследована зависимость сигнала МОЭК от температуры. В качестве реперного образца для анализа полученных результатов выступал MnBi2Te4, для которого магнитные свойства широко изучены.

МАТЕРИАЛЫ И МЕТОДЫ

Монокристаллы MnBi2Te4, Mn(Bi1–xSbx)2Te4 и MnBi4Te7 синтезированы вертикальным методом Бриджмена в ИГМ СО РАН.

Измерения магнитных свойств проведены в ресурсном центре “Центр диагностики функциональных материалов для медицины, фармакологии и наноэлектроники” Научного парка СПбГУ с использованием СКВИД-магнитометра с гелиевым криостатом производства компании Quantum Design.

Измерения ФЭСУР и РФЭС проводили в ИФП СО РАН (Новосибирск) на установке SPECS ProvenX-ARPES при hv = 21.22 эВ для ФЭСУР и hv = 1486.7 эВ для РФЭС. Чистые поверхности образцов получали сколом в сверхвысоком вакууме. Базовое давление в процессе эксперимента было на уровне ~3–5∙10–11 мбар. Дополнительные измерения РФЭС проводили в РЦ ФМИП СпбГУ на установке ESCALAB 250Xi при hv = 1486.7 эВ.

Измерение МОЭК проводили на установке NanoMOKE 2 (производства Durham Magneto Optics, Великобритания) оснащенной гелиевым криостатом (Oxford Instruments, Великобритания), электромагнитом (магнитное поле до 3.5 кЭ) и автоматизированным микроманипулятором, обеспечивающим перемещение криостата с образцом относительно луча лазера с шагом 1 мкм. Чувствительность установки составляет порядка 10–14 emu.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

Получены спектры ФЭСУР (рис. 1а) и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии (РФЭС) (рис. 1б) для характеризации электронной структуры и элементного состава исследуемого образца MnBi2Te4. На рис. 1a ясно видны состояния объемной валентной зоны и объемной зоны проводимости, а также широкая объемная запрещенная зона между ними (~200 мэВ). Топологические поверхностные состояния располагаются в области объемной запрещенной зоны. Такой вид электронной структуры вблизи уровня Ферми с центром объемной запрещенной зоны при энергии связи ~0.25 эВ является характерным для данных материалов [14]. На рис. 1б показан РФЭС-спектр, на котором представлены пики остовных уровней. По интенсивности пиков была оценена концентрация атомов элементов на поверхности образца при помощи базы сечений фотоионизации Тржасковской [30]. Отклонение расчетной стехиометрии от стехиометрии, заявленной при росте, составило 1–2%, что соответствует погрешности метода измерения. Таким образом, по составу и электронной структуре поверхности исследуемый образец соответствует кристаллу MnBi2Te4. Зависимость магнитной восприимчивости от температуры χ(Т), измеренная при помощи СКВИД-магнитометрии (рис. 1в), также демонстрирует типичную для соединения MnBi2Te4 картину [31]. Измерения проводили в поле 1 кЭ, приложенном параллельно кристаллографической оси c. Излом на графике зависимости χ(Т) при 24.5 К (рис. 1в) свидетельствует об АФМ-упорядочении ниже данной температуры, а резкое увеличение магнитной восприимчивости (намагниченности) при 15 К характерно для ферромагнитного (ФМ) перехода.

Далее для данного образца были измерены зависимости сигнала МОЭК от приложенного магнитного поля IMOKE(H) при различных температурах в диапазоне от 4.5 до 40 К. Поле H (от –2 до 2 кЭ) прикладывали вдоль поверхности образца. В эксперименте зависимость IMOKE(H) имела форму восьмерки, а не типичной для данного метода петли гистерезиса. Необычная форма сигнала связана с приложением магнитного поля, недостаточного для поворота спина (спин-флоп перехода), перпендикулярно легкой оси намагниченности в образце (оси c кристалла). В результате фактически измерялся парамагнитный сигнал, за исключением области температур с ФМ-упорядочением части образцов. Тем не менее в [32–34] показано, что магнитооптический сигнал может быть использован для определения температуры Нееля. В частности, наибольший оптический сигнал возникает из-за изменений в показателе преломления по оси, перпендикулярной вектору Нееля [34], что соответствует выбранной экспериментальной геометрии. Для анализа изменений полученных зависимостей IMOKE(H) от температуры каждой зависимости был сопоставлен численный параметр – площадь внутри петли, а также амплитуда изменения сигнала. Полученная площадь петли сигнала, нормированная на амплитуду сигнала SMOKE(T) (рис. 1г), зависит от температуры. Отметим, что для медной пластины, на которой был закреплен образец, изменений параметров SMOKE(H) от температуры не наблюдали.

Значение SMOKE(T) (рис. 1г) претерпевает существенное изменение в окрестности температуры T ≈ 25 К, которая соответствует температуре АФМ-упорядочения в MnBi2Te4. Для наглядности зависимость SMOKE(T) аппроксимировали пиками Гаусса. Аппроксимация дает положение пика при T = 24.8 К, что с учетом погрешности совпадает с объемной температурой Нееля. Также на зависимости видно изменение SMOKE(T) ниже 10 К. Из аппроксимации пиком Гаусса зависимости в данной области была получена температура T ≈ 7 К, что согласуется с температурой ФМ-перехода, оцененной из зависимости χ(Т) (рис. 1в). Однако температура поверхностного ФМ-перехода оказывается ниже температуры объемного ФМ-перехода. Таким образом, температурные области пиков на зависимости SMOKE(T) связаны с температурами магнитного упорядочения системы. На основе анализа зависимости SMOKE(T) возможно определение температуры магнитного упорядочения для систем Mn(Bi1–xSbx)2Te4 и MnBi4Te7.

 

Рис. 1. MnBi2Te4: а – ФЭСУР дисперсионная зависимость, измеренная в точке Г, б – РФЭС-спектр остовных уровней элементов, присутствующих в образце, положения уровней отмечены вертикальными линиями, в – зависимость магнитной восприимчивости от температуры, температура АФМ-упорядочения отмечена вертикальной линией, г – зависимость SMOKE(T) представлена точками, аппроксимация сигнала пиками Гаусса отмечена кривой.

 

На рис. 2a показана дисперсионная зависимость ФЭСУР для образца MnBi4Te7, характерная для образцов с данной стехиометрией [18]. Поверхность образцов MnBi4Te7 может иметь две возможные терминации: пятислойный блок Bi2Te3 или семислойный блок MnBi2Te4. На рис. 2a можно видеть смешанную дисперсионную зависимость. Такое изображение получается, когда фотоэлектроны детектируются с двух видов терминаций. Дисперсионная зависимость на рис. 2a отображает состояния объемной валентной зоны, объемной зоны проводимости и объемную запрещенную зону между ними. Топологические поверхностные состояния располагаются в объемной запрещенной зоне. На рис. 2б представлены обзорный РФЭС-спектр образца MnBi4Te7 и оцененные из спектра концентрации. Область 2p-уровня Mn дополнительно приведена в увеличенном размере на вставке. Стехиометрия образца соответствует шихте.

Зависимость SMOKE(T) для образца MnBi4Te7 (рис. 2в) имеет два пика при T = 11.3 и T = 21.3 К, в то время как объемная температура Нееля для MnBi4Te7 TN = 13 К [35]. Пик при T = 11.3 К можно объяснить тем, что поверхностная температура Нееля для MnBi4Te7 несколько ниже объемной. Пик при T = 21.3 К характеризуется шириной, аналогичной SMOKE(T) пику образца MnBi2Te4 на рис. 1 г. Для образцов MnBi2Te4 и MnBi4Te7 положения пиков по температуре также близки. Таким образом, можно сделать вывод, что при сохранении формы электронных зон и стехиометрии на поверхности образец MnBi4Te7 способен проявлять магнитные свойства MnBi2Te4. Кроме того, на поверхности материала температура магнитного перехода ниже объемной температуры Нееля для MnBi2Te4.

 

Рис. 2. MnBi4Te7: а – ФЭСУР дисперсионная зависимость, измеренная в точке Г, б – РФЭС-спектр остовных уровней элементов, присутствующих в образце, положения уровней отмечены вертикальными линиями. На вставке – область 2p-уровня Mn; в – зависимость SMOKE(T) представлена точками, аппроксимация сигнала пиками Гаусса отмечена кривой.

 

Температуры магнитных переходов на поверхности для систем Mn(Bi1–xSbx)2Te4 были изучены для стехиометрий с шихтами x = 0.2 и x = 0.3. Такие концентрации атомов Sb позволяют получить на поверхности кристаллов состояния электронной структуры, близкие к состоянию компенсированного полупроводника [19]. На рис. 3а, 3д показаны ФЭСУР-спектры образцов, из которых видно, что для образца с заявленной концентрацией атомов Sb x = 0.2 (рис. 3а) уровень Ферми локализован в объемной запрещенной зоне, т. е. достигнуто состояние компенсированного полупроводника. Образец с заявленной концентрацией атомов Sb x = 0.3 оказывается в состоянии дырочного легирования, и на дисперсионной зависимости рис. 3д можно видеть только часть состояний валентной зоны.

РФЭС-спектры образцов представлены на рис. 3б, 3е. Рассчитанная по интенсивности пиков концентрация атомов Sb оказывается x = 0.32 и x = 0.43 вместо заложенных при росте x = 0.2 и x = 0.3 соответственно. В образцах Mn(Bi, Sb)2Te4 [19, 36] часто наблюдается увеличение концентрации Sb в кристалле по сравнению с шихтой. В остальном образцы соответствуют заявленному стехиометрическому соотношению.

Объемные магнитные свойства данных материалов широко изучены: образцы Mn(Bi1–xSbx)2Te4 при x < 0.5 могут проявлять как чисто АФМ-свойства [37], так и находиться в смешанной фазе, проявляя одновременно ФМ- и АФМ-свойства [38]. Температура Нееля в обоих случаях близка к T = 24.5 К, а температура Кюри для второго образца ~17 К. На рис. 3в, 3ж представлены зависимости магнитной восприимчивости образцов Mn(Bi1–xSbx)2Te4 (x = 0.32 и x = 0.43) от температуры χ(Т), измеренные при помощи СКВИД-магнитометра. Измерения проводили в магнитном поле напряженностью 50 Э, приложенном вдоль кристаллографической оси c. На кривых магнитной восприимчивости присутствуют как характерный для АФМ-перехода излом при температурах T = 25.5 К (x = 0.32, рис. 3в) и T = 25 К (x = 0.43, рис. 3ж), так и возрастание χ(Т), характерное для ФМ-перехода, при температуре T ≈ 17 К для обоих образцов.

Однако температура магнитного перехода на поверхности, оцененная при помощи метода МОЭК, существенно отличается от объемной. На зависимости SMOKE(T) для образца Mn(Bi1–xSbx)2Te4 (x = 0.32, рис. 3г) наблюдается единственный пик при T = 33.4 К, отличающийся от температуры объемного магнитного перехода приблизительно на 8 К. Такое значительное увеличение температуры перехода может быть вызвано изменением магнитного порядка в образце с АФМ на ФМ, который обусловлен увеличенным количеством дефектов замещения MnBi и BiMn и характеризуется температурой Кюри TC = 34 К [39]. То что при измерениях магнитных свойств объема данная температура магнитного перехода не была обнаружена, может свидетельствовать о формировании поверхности при сколе объемного кристалла с большим количеством дефектов.

Эксперимент воспроизводится на образце с увеличенной концентрацией атомов Sb. На зависимости SMOKE(T) для образца Mn(Bi1–xSbx)2Te4 (x = 0.43, рис. 3з) наблюдается такой же ширины пик, располагающийся с учетом погрешности при той же температуре. Пик при температуре T = 13.7 К соответствует ФМ-переходу. Однако по сравнению со СКВИД-данными температура ФМ-перехода вблизи поверхности уменьшается.

 

Рис. 3. Mn(Bi1–xSbx)2Te4 при x = 0.32 (а–г) и x = 0.43 (д–з); а, д – ФЭСУР дисперсионная зависимость, измеренная в точке Г; б, е – РФЭС-спектры остовных уровней элементов, присутствующих в образцах, положения уровней отмечены вертикальными линиями, в, ж – зависимость магнитной восприимчивости от температуры, температура АФМ-упорядочения отмечена вертикальной линией, г, з – зависимость SMOKE(T) представлена точками, аппроксимация сигнала пиками Гаусса отмечена кривой.

 

ВЫВОДЫ

При помощи МОЭК исследованы магнитные свойства поверхности материалов MnBi2Te4, MnBi4Te7 и Mn(Bi1–xSbx)2Te4. Показано, что можно оценивать температуру магнитного перехода, используя МОЭК при направлении внешнего поля перпендикулярно к направлению магнитного момента в образце.

Для образцов MnBi2Te4 продемонстрировано, что температура АФМ-перехода на поверхности соответствует объемной, в то время как температура ФМ-перехода ниже объемной.

Показано, что на поверхности MnBi4Te7 наблюдаются два магнитных перехода: один при температуре, соответствующей объемному магнитному переходу в MnBi4Te7, а другой при температуре, соответствующей объемному магнитному переходу в MnBi2Te4. Температуры магнитных переходов на поверхности MnBi4Te7 ниже объемных.

Для материалов Mn(Bi1–xSbx)2Te4 (x = 0.32, 0.43) проведенный анализ показал значение температуры магнитного упорядочения ~33 К. Это может быть связано с изменением типа магнитного упорядочения с АФМ на ФМ за счет увеличения количества дефектов замещения в слоях Bi и Mn.

Работа выполнена при финансовой поддержке Санкт-Петербургского государственного университета (проект № 94031444) и Российского научного фонда (грант № 23-12-00016). Синтез образцов проведен в рамках проекта “Госзадание ИГМ СО РАН и ИФП СО РАН”.

×

About the authors

Д. А. Глазкова

Санкт-Петербургский государственный университет

Author for correspondence.
Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург

Д. А. Естюнин

Санкт-Петербургский государственный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург

А. С. Тарасов

Институт физики им. Л.В. Киренского, Федеральный исследовательский центр КНЦ СО РАН; Институт инженерной физики и радиоэлектроники, Сибирский федеральный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Красноярск; г. Красноярск

Н. Н. Косырев

Институт физики им. Л.В. Киренского, Федеральный исследовательский центр КНЦ СО РАН; Ачинский филиал Красноярского государственного аграрного университета

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Красноярск; г. Ачинск

В. А. Комаров

Институт физики им. Л.В. Киренского, Федеральный исследовательский центр КНЦ СО РАН; Институт инженерной физики и радиоэлектроники, Сибирский федеральный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Красноярск; г. Красноярск

Г. С. Патрин

Институт физики им. Л.В. Киренского, Федеральный исследовательский центр КНЦ СО РАН; Институт инженерной физики и радиоэлектроники, Сибирский федеральный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Красноярск; г. Красноярск

В. А. Голяшов

Санкт-Петербургский государственный университет; Институт физики полупроводников им. А.В. Ржанова СО РАН

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург; г. Новосибирск

О. Е. Терещенко

Санкт-Петербургский государственный университет; Институт физики полупроводников им. А.В. Ржанова СО РАН

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург; г. Новосибирск

К. А. Кох

Санкт-Петербургский государственный университет; Институт геологии и минералогии им. В.С. Соболева СО РАН

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург; г. Новосибирск

А. В. Королёва

Санкт-Петербургский государственный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург

А. М. Шикин

Санкт-Петербургский государственный университет

Email: daria.a.glazkova@gmail.com
Russian Federation, г. Санкт-Петербург

References

  1. Smejkal L., Mokrousov Y., Binghai Yan et al. // Nature Phys. 2018. V. 14. P. 242. https://doi.org/10.1038/s41567-018-0064-5
  2. Tokura Y., Yasuda K., Tsukazaki A. // Nat. Rev. Phys. 2019. V. 1. P. 126. https://doi.org/10.1038/s42254-018-0011-5
  3. Hasan M.Z., Kane C.L. // Rev. Mod. Phys. 2010. V. 82. art. 3045. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.82.3045
  4. Xiao-Liang Qi, Shou-Cheng Zhang // Rev. Mod. Phys. 2011. V. 83. art. 1057. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.83.1057
  5. Chao-Xing Liu, Xiao-Liang Qi, Xi Dai et al. // Phys. Rev. Lett. 2008. V. 101. art. 146802. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.101.146802
  6. Rui Yu, Wei Zhang, Hai-Jun Zhang et al. // Science. 2010. V. 329. P. 61. https://doi.org/10.1126/science.1187485
  7. Cui-Zu Chang, Jinsong Zhang, Xiao Geng et al. // Science. 2013. V. 340. P. 167. https://doi.org/10.1126/science.1234414
  8. Xiao-Liang Qi, Taylor L. Hughes, Shou-Cheng Zhang // Phys. Rev. B. 2008. V. 78. art. 195424. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.78.195424
  9. Mogi M., Kawamura M., Yoshimi R. et al. // Nat. Mater. 2017. V. 16. P. 516. https://doi.org/10.1038/nmat4855
  10. Di Xiao, Jue Jiang, Jae-Ho Shin et al. // Phys. Rev. Lett. 2018. V. 120. art. 056801. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.120.056801
  11. Xiangang Wan, Turner A.M., Vishwanath A. et al. // Phys. Rev. B. 2011. V. 83. art. 205101. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.83.205101
  12. Binghai Yan, Felser C. // Annu. Rev. Condens. Matter. Phys. 2017. V. 8. P. 337. https://doi.org/10.1146/annurev-conmatphys-031016-025458
  13. Armitage N.P., Mele E.J., Vishwanath A. // Rev. Mod. Phys. 2018. V. 90. art № 015001. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.90.015001
  14. Otrokov M.M., Klimovskikh I.I., Bentmann H. et al. // Nature. 2019. V. 576. P. 416. https://doi.org/10.1038/s41586-019-1840-9
  15. Shikin A.M., Estyunin D.A., Klimovskikh I.I. et al. // Sci. Rep. 2020. V. 10. art. 13226. https://doi.org/10.1038/s41598-020-70089-9
  16. Shikin A.M., Makarova T.P., Eryzhenkov A.V. et al. // Phys. B. Condens. Matter. 2023. V. 649. art. 414443. https://doi.org/10.1016/j.physb.2022.414443
  17. Шилкин А.М., Зайцев Н.Л., Тарасов А.В. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2022. Т. 116. С. 544. https://doi.org/10.31857/S1234567822200083
  18. Шилкин А.М., Естюнин Д.А., Глазкова Д.А. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2022. Т. 115. С. 241. https://doi.org/10.31857/S1234567822040073
  19. Глазкова ДА., Естюнин, Климовских И.И. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2022. Т. 115. С. 315 https://doi.org/10.31857/S1234567822050081
  20. Shikin A.M., Estyunin D.A., Zaitsev N.L. et al. // Phys. Rev. B. 2021. V. 104. art. 115168. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.104.115168
  21. Garnica M., Otrokov M.M., Casado Aguilar P. et al. // npj Quantum Mater. 2022. V. 7. art. 7. https://doi.org/10.1038/s41535-021-00414-6
  22. Yu-Jie Hao, Pengfei Liu, Yue Feng et al. // Phys. Rev. X. 2019. V. 9. art. 041038. https://doi.org/10.1103/PhysRevX.9.041038
  23. Eremeev S.V., Rusinov I.P., Koroteev Yu.M. et al. // J. Phys. Chem. Lett. 2021. V. 12. P. 4268. https://doi.org/10.1021/acs.jpclett.1c00875
  24. Yan J.-Q., Zhang Q., Heitmann T. et al. // Phys. Rev. Mater. 2019. V. 3. art. 064202. https://doi.org/10.1103/PhysRevMaterials.3.064202
  25. Bing Li, Yan J.-Q., Pajerowski D.M. et al. // Phys. Rev. Lett. 2020. V. 124. art. 167204. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.124.167204
  26. Zeugner A., Nietschke F., Wolter A.U.B. et al. // Chem. Mater. 2019. V. 31. P. 2795. https://doi.org/10.1021/acs.chemmater.8b05017
  27. Estyunin D.A., Klimovskikh I.I., Shikin A.M. et al. // APL Mater. 2020. V. 8. art. 021105. https://doi.org/10.1063/1.5142846
  28. Lei C., Heinonen O., MacDonald A.H. et al. // Phys. Rev. Mater. 2021. V. 5. art. 064201. https://doi.org/10.1103/PhysRevMaterials.5.064201
  29. Wenbo Ge, Jinwoong Kim, Ying-Ting Chan et al. // Phys. Rev. Lett. 2022. V. 129. art. 107204. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.129.107204
  30. Band I.M., Kharitonov Yu.I., Trzhaskovskaya M.B. // At. Data Nucl. Data Tables. 1979. V. 23. P. 443. https://doi.org/10.1016/0092-640X(79)90027-5
  31. Rani P., Saxena A., Sultana R. et al. // J. Supercond. Nov. Magn. 2019. V. 32. P. 3705. https://doi.org/10.1007/s10948-019-05342-y
  32. Боровик-Романов А.С., Крейнес Н.М., Панков А.А. и др. // ЖЭТФ. 1973. Т. 64. С. 1762.
  33. Saidl V., Nemec P., Wadley P. et al. // Nat. Photon. 2017. V. 11. P. 91. https://doi.org/10.1038/nphoton.2016.255
  34. Kexin Yang, Kisung Kang, Zhu Diao et al. // Phys. Rev. Mater. 2019. V. 3. art. 124408. https://doi.org/10.1103/PhysRevMaterials.3.124408
  35. Klimovskikh I.I., Otrokov M.M., Estyunin D.A. et al. // npj Quantum Mater. 2020. V. 5. art. 54. https://doi.org/10.1038/s41535-020-00255-9
  36. Chaowei Hu, Shang-Wei Lien, Erxi Feng et al. // Phys. Rev. B. 2021. V. 104. art. 054422. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.104.054422
  37. Bo Chen, Fucong Fei, Dongqin Zhang et al. // Nat. Commun. 2019. V. 10. art. 4469. https://doi.org/10.1038/s41467-019-12485-y
  38. Глазкова Д.А., Естюнин Д.А., Климовских И.И. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2022. Т. 116. С. 793. https://doi.org/10.31857/S1234567822230082
  39. Yaohua Liu, Lin-Lin Wang, Qiang Zheng et al. // Phys. Rev. X. 2021. V. 11. art. 021033. https://doi.org/10.1103/PhysRevX.11.021033

Supplementary files

Supplementary Files
Action
1. JATS XML
Download
2. Fig. 1. MnBi2Te4: a – FESUR dispersion dependence measured at point D, b – RFES-spectrum of core levels of elements present in the sample, the positions of the levels are marked with vertical lines, c – dependence of magnetic susceptibility on temperature, AFM ordering temperature is marked with a vertical line, d – dependence of SMOKE(T) is represented by points, the approximation of the signal by Gaussian peaks is marked by a curve.

Download (36KB)
Indexing metadata
3. Fig. 2. MnBi4Te7: a – FES is the dispersion dependence measured at point D, b – RFES is the spectrum of the core levels of the elements present in the sample, the positions of the levels are marked with vertical lines. The insertion shows the region of the 2p-level Mn; the SMOKE(T) dependence is represented by points, the approximation of the signal by Gaussian peaks is marked by a curve.

Download (40KB)
Indexing metadata
4. Fig. 3. Mn(Bi1–xSbx)2Te4 at x = 0.32 (a–d) and x = 0.43 (d–z); a, d – FESUR dispersion dependence measured at point D; b, e – RFES-spectra of the core levels of the elements present in the samples, the positions of the levels are marked with vertical lines, c, g – dependence of the magnetic the temperature sensitivity, the AFM ordering temperature is marked by a vertical line, g, z – dependence of SMOKE(T) is represented by dots, the approximation of the signal by Gaussian peaks is marked by a curve.

Download (69KB)
Indexing metadata

Copyright (c) 2024 Russian Academy of Sciences

Согласие на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика»

1. Я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных»), осуществляя использование сайта https://journals.rcsi.science/ (далее – «Сайт»), подтверждая свою полную дееспособность даю согласие на обработку персональных данных с использованием средств автоматизации Оператору - федеральному государственному бюджетному учреждению «Российский центр научной информации» (РЦНИ), далее – «Оператор», расположенному по адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А, со следующими условиями.

2. Категории обрабатываемых данных: файлы «cookies» (куки-файлы). Файлы «cookie» – это небольшой текстовый файл, который веб-сервер может хранить в браузере Пользователя. Данные файлы веб-сервер загружает на устройство Пользователя при посещении им Сайта. При каждом следующем посещении Пользователем Сайта «cookie» файлы отправляются на Сайт Оператора. Данные файлы позволяют Сайту распознавать устройство Пользователя. Содержимое такого файла может как относиться, так и не относиться к персональным данным, в зависимости от того, содержит ли такой файл персональные данные или содержит обезличенные технические данные.

3. Цель обработки персональных данных: анализ пользовательской активности с помощью сервиса «Яндекс.Метрика».

4. Категории субъектов персональных данных: все Пользователи Сайта, которые дали согласие на обработку файлов «cookie».

5. Способы обработки: сбор, запись, систематизация, накопление, хранение, уточнение (обновление, изменение), извлечение, использование, передача (доступ, предоставление), блокирование, удаление, уничтожение персональных данных.

6. Срок обработки и хранения: до получения от Субъекта персональных данных требования о прекращении обработки/отзыва согласия.

7. Способ отзыва: заявление об отзыве в письменном виде путём его направления на адрес электронной почты Оператора: info@rcsi.science или путем письменного обращения по юридическому адресу: 119991, г. Москва, Ленинский просп., д.32А

8. Субъект персональных данных вправе запретить своему оборудованию прием этих данных или ограничить прием этих данных. При отказе от получения таких данных или при ограничении приема данных некоторые функции Сайта могут работать некорректно. Субъект персональных данных обязуется сам настроить свое оборудование таким способом, чтобы оно обеспечивало адекватный его желаниям режим работы и уровень защиты данных файлов «cookie», Оператор не предоставляет технологических и правовых консультаций на темы подобного характера.

9. Порядок уничтожения персональных данных при достижении цели их обработки или при наступлении иных законных оснований определяется Оператором в соответствии с законодательством Российской Федерации.

10. Я согласен/согласна квалифицировать в качестве своей простой электронной подписи под настоящим Согласием и под Политикой обработки персональных данных выполнение мною следующего действия на сайте: https://journals.rcsi.science/ нажатие мною на интерфейсе с текстом: «Сайт использует сервис «Яндекс.Метрика» (который использует файлы «cookie») на элемент с текстом «Принять и продолжить».