Απεικόνιση νανοκλίμακας και έλεγχος αλτρομαγνητισμού σε MnTe

Η διανυσματική μας χαρτογράφηση περιλαμβάνει την τοπική ανίχνευση πραγματικού χώρου του προσανατολισμού του διανύσματος αλλεργαγνητικής τάξης, μεγάλο = Μ₁− Μ₂ σε σχέση με τους κρυσταλλικούς άξονες MnTe στο (0001)-επίπεδο με μαγνητικό γραμμικό διχρωμισμό ακτίνων Χ (XMLD)-PEEM, και του σημείου του μεγάλο για έναν δεδομένο προσανατολισμό κρυστάλλου συμπεριλαμβάνοντας μαγνητική κυκλική διχρωμία ακτίνων Χ (XMCD)-PEEM. Σε αντισιδηρομαγνήτες με υποπλέγματα αντίθετης περιστροφής που συνδέονται με μετατόπιση ή αναστροφή, το \({\mathcal{T}}\)-Το περιττό XMCD αποκλείεται από τη συμμετρία. Σε τέτοιες περιπτώσεις, μόνο το μεγάλο ο άξονας μπορεί να ανιχνευθεί από το \({\mathcal{T}}\)-ακόμα και XMLD-PEEM, αλλά το σημάδι του μεγάλο παραμένει άλυτο^{25,26,27,28,29,30}. Σε αντίθεση με αυτό, η πρόσφατη θεωρητική και πειραματική φασματοσκοπική μελέτη του αλτρομαγνητικού MnTe έδειξε την παρουσία ενός αρκετά μεγάλου XMCD, που αντικατοπτρίζει την \({\mathcal{T}}\)-σπάσιμο της συμμετρίας στην ηλεκτρονική δομή από την πόλωση σπιν του αλτρομαγνητικού κύματος g¹². Επιπλέον, το φασματικό σχήμα XMCD οφείλεται σε μεγάλο η κατάδειξη στο επίπεδο (0001) είναι ποιοτικά διακριτή από το φασματικό σχήμα XMCD λόγω μιας καθαρής μαγνήτισης Μ= Μ₁ + Μ₂ κατά μήκος του [0001] άξονας¹². Αυτό αποδείχθηκε στην αναφ. ¹² συγκρίνοντας τα μετρούμενα φασματικά σχήματα XMCD σε μηδενικό μαγνητικό πεδίο και σε πεδίο 6-Τ που εφαρμόζεται κατά μήκος του [0001] άξονας. Στην πρώτη περίπτωση, Μ είναι αδύναμο και το μετρούμενο φασματικό σχήμα συμφωνεί με το προβλεπόμενο φασματικό σχήμα λόγω μεγάλο . Στην τελευταία περίπτωση, Μ είναι ευμεγέθης και τροποποιεί ποιοτικά το φασματικό σχήμα, και πάλι σε συμφωνία με τη θεωρία. Πραγματοποιήσαμε κανονική συχνότητα εμφάνισης PEEM ακτίνων Χ, η οποία είναι η βέλτιστη γεωμετρία για τη μέτρηση τόσο του άξονα Néel εντός επιπέδου στο XMLD, όσο και του εναλλακτικού μαγνητικού XMCD. Οι εικόνες λαμβάνονται σε μηδενικό εξωτερικό πεδίο, όπου το σήμα XMCD λόγω του ασθενούς σχετικιστικού υπολείμματος Μ είναι αμελητέα σε σύγκριση με το αλτρομαγνητικό XMCD λόγω \({\bf{L}}\parallel \langle 1\bar{1}00\rangle \) κατευθύνσεις στο (0001) αεροπλάνο¹². Το τελευταίο προκαλεί τη μετρημένη αντίθεση XMCD-PEEM, όπως επιβεβαιώνεται από τη φασματική του εξάρτηση (Μέθοδοι και Εκτεταμένα Δεδομένα Εικ. 1). Σε αναλογία με το dc ανώμαλο φαινόμενο Hall, το XMCD μπορεί να περιγραφεί από το διάνυσμα Hall, \({\bf{h}}=({\sigma }_{zy}^{a},{\sigma }_{xz}^{a},{\sigma }_{yx}^{a}) \)όπου σ_εγώι = −σ_ιεγώ είναι τα αντισυμμετρικά συστατικά του τανυστή αγωγιμότητας που εξαρτάται από τη συχνότητα. Για μεγάλο στο (0001) επίπεδο του MnTe, η σημεία κατά μήκος του [0001] άξονα, δηλαδή, \({\sigma }_{zy}^{a}={\sigma }_{xz}^{a}=0\) και \({\sigma }_{yx}^{a}\ne 0\)με εξαίρεση τον \({\bf{L}}\parallel \langle 2\bar{1}\bar{1}0\rangle \) άξονες όπου \({\sigma }_{yx}^{a}=0\) κατά συμμετρία.

Η μέθοδος συνδυασμού των εικόνων XMCD-PEEM και XMLD-PEEM στον διανυσματικό χάρτη του μεγάλοαπεικονίζεται στο Σχ. 1β. Όπως το μεγάλο το διάνυσμα υποτείνει τη γωνία, ϕστο επίπεδο MnTe (0001) σε σχέση με το \([1\bar{1}00]\) άξονα, το XMCD είναι ανάλογο με το cos(3ϕ), με μέγιστο μέγεθος για \({\bf{L}}\parallel \langle 1\bar{1}00\rangle \) -άξονες και εξαφάνιση για \({\bf{L}}\parallel \langle 2\bar{1}\bar{1}0\rangle \) τσεκούρια¹². Μια εικόνα XMCD-PEEM ενός 25–μm² Η μη διαμορφωμένη περιοχή του MnTe φαίνεται στο Σχήμα 1γ, όπου το θετικό και το αρνητικό XMCD εμφανίζονται ως ανοιχτόχρωμη και σκοτεινή αντίθεση, αντίστοιχα. Ο αντίστοιχος τρίχρωμος χάρτης XMLD-PEEM, που φαίνεται στο Σχ. 1δ, ελήφθη από ένα σύνολο εικόνων PEEM που λήφθηκαν με τη γραμμική πόλωση ακτίνων Χ περιστρεφόμενη, εντός του επιπέδου MnTe (0001), σε βήματα 10° από -90° έως +90° σε σχέση με την οριζόντια [\(1\bar{1}00\)] άξονας. Σε αυτή την εικόνα, το τοπικό μεγάλο -Ο διανυσματικός άξονας διακρίνεται (με τα χρώματα κόκκινο-πράσινο-μπλε), αλλά η απόλυτη κατεύθυνση παραμένει άλυτη. Αυτές οι πληροφορίες περιλαμβάνονται συνδυάζοντας το XMCD-PEEM και το XMLD-PEEM σε έναν διανυσματικό χάρτη έξι χρωμάτων, που φαίνεται στο Σχ. 1ε, στ, όπου οι θετικές περιοχές XMCD αλλάζουν το χρώμα (κόκκινο-πράσινο-μπλε σε πορτοκαλί-κίτρινο-μωβ) του χάρτη XMLD-PEEM και οι αρνητικές περιοχές XMCD τον αφήνουν αμετάβλητο. Το Mn L_2,3Η απορρόφηση των ακτίνων Χ και τα φάσματα αλτρομαγνητικών XMCD φαίνονται στο Σχ. 1g. Οι εικόνες XMCD-PEEM λαμβάνονται με σταθερή ενέργεια που αντιστοιχεί στην αιχμή στο αλτρομαγνητικό XMCD στο L₂άκρη. Η αντίθεση XMCD αντιστρέφεται μεταξύ θετικών και αρνητικών κορυφών του φάσματος XMCD, όπως φαίνεται στο Εκτεταμένα Δεδομένα Εικ. 1, και εξαφανίζεται σε υψηλές θερμοκρασίες όπου απουσιάζει το αυθόρμητο ανώμαλο φαινόμενο Hall, όπως φαίνεται στο Εκτεταμένα Δεδομένα Σχήμα 2.

Η χαρακτηριστική διανυσματική χαρτογράφηση του μεγάλοστο φιλμ MnTe χωρίς μοτίβο, που φαίνεται στο Σχ. 1ε, στ, δείχνει ένα πλούσιο τοπίο (μετα)σταθερών υφών παρόμοιο με προηγούμενες αναφορές σε αντισταθμισμένους μαγνήτες^{26,27,28,29,30}. Υπάρχουν τοιχώματα τομέα 60° και 120° που χωρίζουν τομείς μεμεγάλο ευθυγραμμισμένα κατά μήκος των διαφορετικών εύκολων αξόνων, καθώς και με υφές που μοιάζουν με δίνη. Επισημαίνεται στο Σχ. 1στ ένα παράδειγμα ενός ζεύγους εναλλακτικών μαγνητικών στροβίλων-αντιστρομένων, ανάλογων με μαγνητικές υφές που είχαν ανιχνευθεί προηγουμένως σε αντισιδηρομαγνήτες όπως το CuMnAs (αναφ. ³⁰). Ωστόσο, μόνο το XMLD-PEEM ήταν διαθέσιμο στον αντισιδηρομαγνήτη³⁰δηλαδή, μόνο ο χωρικά μεταβαλλόμενος άξονας του διανύσματος Néel μπορούσε να αναγνωριστεί, παρόμοια με την εικόνα XMLD-PEEM στο Σχ. 1δ. Στην εναλλακτική μας περίπτωση, μπορούμε να προσθέσουμε τις πληροφορίες από το μετρημένο XMCD-PEEM (Εικ. 1c). Αυτό μας επιτρέπει να σχεδιάσουμε τον διανυσματικό χάρτη τουμεγάλο όπως φαίνεται στο Σχ. 1ε, στ. Καθορίζουμε άμεσα πειραματικά ότι τομεγάλοΤο διάνυσμα κάνει μια περιστροφή δεξιόστροφα κατά 360° γύρω από την πρώτη νανουφή στροβιλισμού, που υποδεικνύεται από τον ματζέντα-λευκό κύκλο, ενώ η άλλη νανουφή είναι μια αντιδίνη με αντίθετη περιέλιξη από τηνμεγάλοδιάνυσμα, που υποδεικνύεται από τον κυανόλευκο κύκλο.