ИЗУЧЕНИЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ МАГНИТНЫХ И ТОПОЛОГИЧЕСКИХ ИЗОЛЯТОРОВ
|
Введение 3
1 Методы расчета электронной структуры 9
1.1 Теория функционала электронной плотности 9
1.2 Обменно-корреляционный функционал 13
1.3 Псевдопотенциальный подход к решению уравнения Кона-Шема 14
2 Учет сильных корреляций 17
2.1 LDA/GGA+ [/-подход 17
2.2 Расчет параметров кулоновского и обменного взаимодействия из первых
принципов в методе линейного отклика 19
3 Изучение гетероструктур на основе топологического изолятора Bi^e3 и тонких
пленок магнитных материалов VSe, CrSe, VSe2 23
3.1 Параметры расчета 23
3.2 Исследование кристаллической и зонной структуры объема VSe, CrSe, VSe2 24
3.3 Исследование кристаллической и зонной структуры тонких пленок VSe,
CrSe, VSe2 27
3.4 Исследование кристаллической и зонной структуры двумерных фаз маг¬нитный материал/топологический изолятор 30
3.5 Исследование кристаллической и зонной структуры гетероструктур ... 31
Заключение 34
Список литературы 35
1 Методы расчета электронной структуры 9
1.1 Теория функционала электронной плотности 9
1.2 Обменно-корреляционный функционал 13
1.3 Псевдопотенциальный подход к решению уравнения Кона-Шема 14
2 Учет сильных корреляций 17
2.1 LDA/GGA+ [/-подход 17
2.2 Расчет параметров кулоновского и обменного взаимодействия из первых
принципов в методе линейного отклика 19
3 Изучение гетероструктур на основе топологического изолятора Bi^e3 и тонких
пленок магнитных материалов VSe, CrSe, VSe2 23
3.1 Параметры расчета 23
3.2 Исследование кристаллической и зонной структуры объема VSe, CrSe, VSe2 24
3.3 Исследование кристаллической и зонной структуры тонких пленок VSe,
CrSe, VSe2 27
3.4 Исследование кристаллической и зонной структуры двумерных фаз маг¬нитный материал/топологический изолятор 30
3.5 Исследование кристаллической и зонной структуры гетероструктур ... 31
Заключение 34
Список литературы 35
Научно - исследовательская работа посвящена изучению гетероструктур на основе топологических изоляторов (ТИ) и двумерных магнитных материалов.
Топологические изоляторы, двумерные и трехмерные, представляют собой класс узкозонных полупроводников с инвертированной запрещенной щелью [1], [2], [3]. Отличительной особенностью данных материалов является то, что будучи изоляторами (или полупроводниками) в объеме они обладают металлическими состояниями на поверхности (или на крае в случае двумерных ТИ). Эти поверхностные состояния поляризованы по спину и возникают в результате сильного спин-орбитального взаимодействия. При этом присутствие в таких материалах симметрии обращения времени обуславливает отсутствие обратного рассеяния электронов на дефектах. Электроны в таких состояниях характеризуются линейным законом дисперсии, а сами состояния образуют конусы Дирака, вершины которых касаются в точке Дирака. В связи с необычными свойствами поверхностных состояний в ТИ возможно бездиссипативное протекании спин - поляризованного тока. Такой спиновый токоперенос возможно использовать в современных спинтронных и магнетоэлектрических устройствах, что является лишь одним из примеров множества потенциальных приложений свойств ТИ.
Среди трехмерных топологических изоляторов твердый раствор Bi1_^b^ стал первым экспериментально открытым топологическим изолятором [4]. Однако при изучении электронных и транспортных свойств топологических соединений на примере Bi 1_Ж8ЬЖ возник ряд сложностей, таких как: небольшая объемная щель, неравномерное распределение элементов внутри твердого раствора, которое усложняет процесс контроля и управления зарядовым переносом. При попытках преодоления этих трудностей были предсказаны теоретически, а потом экспериментально открыты, топологические изоляторы второго поколения Bi2Se3, Bi2Te3, Sb2Te3, которые широко изучены и экспериментально, и теоретически И, [6], [7], [8] и многие другие.
Все эти бинарные соединения имеют ромбоэдрическую решетку с пространственной группой симметрии R3m с пятью атомами в элементарной ячейке. В работе рассматривается Bi2Se3, так как из всех соединений, указанных выше, он обладает самой большой объемной запрещенной зоной (около 0,3 эВ), в виду этого необходимо остановится на более подробном описании его характеристик.
Рисунок 1 - Кристаллическая структура Bi2Se3
На рисунке 1 изображена кристаллическая структура Bi2Se3. Тригональная ось (ось вращения третьего порядка) обозначена как ось z, ось вращения второго порядка - х, ось в плоскости отражения - у. Структура образована чередованием атомных слоев, в которых атомы организованы в гексагональные решетки. Каждый пятислойпый блок, являющийся структурной единицей материала, обладает инверсионной симметрий и содержит пять атомов: два эквивалентных атома Sc (обозначены па рисунке 1 Sei и Sei’), Bi (Bil и Bil’), третий атом Sc (Sc2). Слой Sc2 играет роль центра инверсии, под действием которой атомы Sc и Bi переходят в им эквивалентные. Взаимодействие между слоями внутри пятнелойпого блока много больше, ван дер Ваальсовых сил притяжения между отдельными пятислойпиками. Согласно результатам экспериментальных исследований электронной структуры [9], [10] Bi2Se3 в объеме представляет собой узкозонный полупроводник п-типа с величиной запрещенной зоны Д.Едар=0,3 эВ. Как теоретически, так и экспериментально [11], [12], [13] было показано, что данное соединение относится к классу "сильных” ТИ, в которых спип-орбиталыюе взаимодействие индуцирует образование спектра узкозоппого полупроводника, в котором верхний край запрещенной зоны в точке Г и ее окрестности образуется состояниями селена, а нижний состояниями висмута. На поверхности (0001) в центре зоны Бриллюэна имеется расщепленное по спину поверхностное состояние, образующее конус Дирака.
Другим интересным, экспериментально подтвержденным свойством ТИ (в том числе Bi2Se3), является возможность наблюдения квантового аномального эффекта Холла (КАЭХ) при намагничивании поверхностного состояниями ТИ.
КАЭХ относят к семейству квантовых эффектов Холла.
Квантовый эффект Холла состоит в квантовании холловского сопротивления двумерного электронного газа при низких (порядка 1К) температурах в сильных магнитных полях. На графике зависимости поперечного сопротивления от величины нормальной составляющей к плоскости двумерного электронного газа индукции магнитного поля наблюдаются области с неизменным поперечным сопротивлением, величина сопротивления на таких участках выражается через фундаментальные физические константы и равна: рху = h/ne2, где е - заряд электрона, h - постоянная Планка, п - натуральное число, фактор заполнения уровней Ландау. При этом продольное сопротивление, то есть сопротивление вдоль направления распространения тока обращается в нуль, это говорит о том, что электроны движутся без рассеяния. В случае, когда роль внешнего магнитного поля играет спин-орбитальное взаимодействие и возникает два тока с противоположной поляризацией электронов по спину, наблюдается квантовый спиновый эффект Холла (КСЭХ). При намагничивании фазы КСЭХ, которое позволяет убрать одно из проводящих состояний, можно прийти к фазе квантового аномального эффекта Холла.
Намагнитить поверхностное состояние можно рядом способов, например:
1. допирование магнитными примесями
2. химическая адсорбция на поверхности
3. эффект магнитной близости
4. магнитное продолжение
Для индуцирования магнитного порядка применяются химическая адсорбция магнитных атомов на поверхности топологического изолятора и допирование магнитными примесями [14]. Так в Сг - и V - допированных тонких пленках (Bi, Sb) 2Те3 топологических изоляторах на диэлектрических немагнитных подложках [15] в отсутствии внешнего магнитного поля было измерено холловское сопротивление такой системы при высоких температурах (80 К) и наблюдалась линейная зависимость сопротивления от величины магнитного поля, при уменьшении же температуры вплоть до 1,5 К появлялась характерная для квантового аномального эффекта Холла зависимость и установлено предсказанное квантование с значением шага h/ne2, сопровождаемое резким падением продольного сопротивления при постоянном значении поперечного сопротивления.
Очевидной проблемой допированных топологических изоляторов является низкая температура наблюдения КАЭХ. Другим методом создания намагниченности на поверхности ТИ является метод магнитной близости с толстым слоем магнитного материала.
В одной из посвященных такому методу работ [16] рассматриваются поверхностные состояния наблюдаемые при контакте трехмерного топологического изолятора Bi2Se3 и ферромагнитного изолятора EuS. Было показано, что в спектре такой гетероструктуры наблюдается гибридизационная щель в топологическом состоянии, размер которой зависит от толщины пленки Bi2Se3, в то время, как магнитное расщепление щели чрезвычайно мало. Также расчеты показали, что характерное для ТИ поверхностное состояние смещается вглубь от плоскости интерфейса, что лишает смысла дальнейшее рассмотрение подобных систем.
Можно рассмотреть интерфейс не с объемным магнитным материалом, а с двумерным и правомочно ожидать улучшение ситуации, однако подобного не происходит и остается вопрос о возможности существования двумерного магнетизма.
Согласно теореме Мермина-Вагнера непрерывные симметрии не могут спонтанно нарушаться при конечной температуре в системах с достаточно короткодействующими взаимодействиями при размерности d < 2. Интуитивно это можно понимать так: дальнодействующие флуктуации могут создаваться с малыми затратами энергии и поскольку они увеличивают энтропию, то являются предпочтительными. Однако существует ряд работ, как теоретических, так и экспериментальных, свидетельствующих о существовании магнитного порядка в некоторых двумерных системах, работы по расширению такого класса двухмерных электронных систем ведутся и в настоящее время. Так в работе [17] рассматривается магнитная фаза основного состояния полупроводниковых трихалькогенидов переходных металлов с химической формулой АВХ3. Показано, что монослой CrSiTe3 обладает антиферромагнитным порядком с зигзаговой спиновой текстурой, CrGeTe3 является ферромагнетиком с температурой Кюри 106 К. Монослои соединений марганца (MnPS3, MnPSe3) демонстрируют неелевский антиферромагнитный порядок.
В одном из экспериментальных исследований [18] проведено изучение кристаллической структуры и спин-фононного взаимодействия тонкого двумерного материала FePS3, полученного методом механической эксфолиации. С помощью рамановской спектроскопии и первопринципных вычислений обнаружен антиферромагнитный порядок с температурой Нееля 117 К для объемной фазы и 104 К для монослоя. В целом трихалькогениды металлов (МРХ3; М= Fe, Ni, Мп; Х= S и Se) представляют собой важную группу двумерных материалов, применяемых для изучения процессов интеркаляции, магнетизма и потенциально рассматриваемых в качестве материальной базы спинтроники. Авторами работы [19] проведены расчеты электронной структуры и магнитных свойств этого класса соединений из первых принципов для МРХ3 (M=V, Сг, Мп, Fe, Со, Ni, Си, Zn и Х= S, Se, Те). Выявлено, что антиферромагнитный порядок является наиболее общим для соединений на основе V, Мп, Fe и Ni: VPS3, VPSe3, VPTe3, MnPS3, MnPSe3, MnPTe3, NiPS3, NiPSe3 - антиферромагнитные полупроводники; FePS3 - антиферромагнитный полупроводник с зигзаговой спиновой структурой, среди соединений с ферромагнитным порядком металлические соединения хрома - CrPS3, CrPSe3, СгРТе3.
Интересная зависимость обнаружена между магнитным порядком и кристаллической структурой.
Существует ли какой-то механизм формирования магнетизма в двумерных системах?
Очевидно, анизотропия магнитных свойств является необходимым условием формирования 2D магнетизма. К примеру, ван дер Ваальсовы кристаллы обладают такой анизотропией за счет магнитного взаимодействия между слоями, но возможно ли прийти к магнитному порядку в монослое путем удержания его и переноса из объемной фазы [20]. CrSiTe3 и CrGeTe3 полупроводниковые соединения, которые были синтезированы экспериментально и имеют слоистую структуру [21], [22], [23], [24]. Их двумерные аналоги демонстрируют ферромагнитный порядок при температурах ниже 32,9 и 61К соответственно [21], [22], [25], [26], [27]. От бинарных соединений в список попадают дихалькогениды переходных металлов [28], [29], СгХ3 (Х= F, С1, Вг, I) [30].
В работе [31], используя магнитооптический эффект Керра, было показано, что монослой Сг13, является ферромагнетиком с нормальным вектором намагниченности и температурой Кюри порядка 45 К. Была обнаружена зависимость магнитных свойств от числа слоев. Монослой Сг13 является ферромагнетиком, в то время как бислой - диамагнетиком, при рассмотрении трех слоев вступает в силу магнитное взаимодействие между слоями и трехслойник проявляет ферромагнитные свойства, аналогично объемной фазе.
В прошлом году было показано, что осаждение монослоя MnSe на поверхность слоистого топологического изолятора, селенида висмута, приводит к его диффузии внутрь слоя и формированию атомно упорядоченной двумерной магнитной фазы. Семислойный MnBi^e4 является ферромагнетиком при температурах вплоть до комнатных. Наличие ферромагнитного порядка было установлено с использованием сверхпроводящего квантового интерференционного устройства и путем получения спектра рентгеновского магнитного кругового дихроизма. С помощью фотоэмиссионной спектроскопией с угловым разрешением показано, что в гетероструктуре MnBi2Se4/Bi2Se3 дираковский конус расщепляется с образованием запрещенной зоны величиной ~100 мэВ. Посредством первопринципных расчетов получено значение числа Черна С=-1, а сама гетероструктура идентифицирована как фаза КАЭХ.
В текущих исследованиях [32] было показано, что в гетероструктурах типа CrI 3 / TI / Сг13 (в качестве топологического изолятора может выступать соединение Bi(Sb) 2Se3) возможно существование квантового аномального Холл эффекта при температуре 45 К. Это происходит за счет того, что Сг13 будучи магнитным изолятором, с наблюдаемым ферромагнетизмом при очень высоких относительно стандартных температур вызывает расщепление конуса Дирака. При этом зонная структура соединения в первой зоне Бриллюэна в точке Г поверхностного бесщелевого состояния топологического изолятора расщепляется с образованием щели порядка нескольких мэВ.
В рамках данной работы рассмотрен выявленный механизм формирования гетероструктур магнитный изолятор/топологический изолятор на основе других магнитных элементов. Были изучены электронные и спиновые структуры тонкопленочных ван дер Ваальсовых гетероструктур на основе топологических изоляторов типа селенида висмута и двумерных магнитных материалов на основе хрома и ванадия, которые могут формироваться за счет диффузии магнитных атомов и атомов халькогена в приповерхностный слой топологического изолятора, формируя упорядоченную структуру. Кроме того, также были рассмотрены гетероструктры на основе топологического изолятора и дихалькогенида ванадия.
Исследования проводились методами функционала электронной плотности при помощи первопринципного кода VASP. Были получены равновесные параметры решеток и позиций атомов в элементарной ячейке, а также рассчитаны зонные структуры объемных фаз VSe, VSe2 и CrSe и их тонких пленок для равновесных параметров решетки и параметров гетероструктуры. В методе линейного отклика самосогласованным образом получены значения Хаббардовских поправок для учета сильных корреляций локализованных d-электронов магнитных атомов. На основе расчетов полной энергии гетероструктур дан положительный ответ на вопрос о возможности диффундирования магнитных атомов в центр блока топологического изолятора. Получены энергетические спектры гетероструктур.
Топологические изоляторы, двумерные и трехмерные, представляют собой класс узкозонных полупроводников с инвертированной запрещенной щелью [1], [2], [3]. Отличительной особенностью данных материалов является то, что будучи изоляторами (или полупроводниками) в объеме они обладают металлическими состояниями на поверхности (или на крае в случае двумерных ТИ). Эти поверхностные состояния поляризованы по спину и возникают в результате сильного спин-орбитального взаимодействия. При этом присутствие в таких материалах симметрии обращения времени обуславливает отсутствие обратного рассеяния электронов на дефектах. Электроны в таких состояниях характеризуются линейным законом дисперсии, а сами состояния образуют конусы Дирака, вершины которых касаются в точке Дирака. В связи с необычными свойствами поверхностных состояний в ТИ возможно бездиссипативное протекании спин - поляризованного тока. Такой спиновый токоперенос возможно использовать в современных спинтронных и магнетоэлектрических устройствах, что является лишь одним из примеров множества потенциальных приложений свойств ТИ.
Среди трехмерных топологических изоляторов твердый раствор Bi1_^b^ стал первым экспериментально открытым топологическим изолятором [4]. Однако при изучении электронных и транспортных свойств топологических соединений на примере Bi 1_Ж8ЬЖ возник ряд сложностей, таких как: небольшая объемная щель, неравномерное распределение элементов внутри твердого раствора, которое усложняет процесс контроля и управления зарядовым переносом. При попытках преодоления этих трудностей были предсказаны теоретически, а потом экспериментально открыты, топологические изоляторы второго поколения Bi2Se3, Bi2Te3, Sb2Te3, которые широко изучены и экспериментально, и теоретически И, [6], [7], [8] и многие другие.
Все эти бинарные соединения имеют ромбоэдрическую решетку с пространственной группой симметрии R3m с пятью атомами в элементарной ячейке. В работе рассматривается Bi2Se3, так как из всех соединений, указанных выше, он обладает самой большой объемной запрещенной зоной (около 0,3 эВ), в виду этого необходимо остановится на более подробном описании его характеристик.
Рисунок 1 - Кристаллическая структура Bi2Se3
На рисунке 1 изображена кристаллическая структура Bi2Se3. Тригональная ось (ось вращения третьего порядка) обозначена как ось z, ось вращения второго порядка - х, ось в плоскости отражения - у. Структура образована чередованием атомных слоев, в которых атомы организованы в гексагональные решетки. Каждый пятислойпый блок, являющийся структурной единицей материала, обладает инверсионной симметрий и содержит пять атомов: два эквивалентных атома Sc (обозначены па рисунке 1 Sei и Sei’), Bi (Bil и Bil’), третий атом Sc (Sc2). Слой Sc2 играет роль центра инверсии, под действием которой атомы Sc и Bi переходят в им эквивалентные. Взаимодействие между слоями внутри пятнелойпого блока много больше, ван дер Ваальсовых сил притяжения между отдельными пятислойпиками. Согласно результатам экспериментальных исследований электронной структуры [9], [10] Bi2Se3 в объеме представляет собой узкозонный полупроводник п-типа с величиной запрещенной зоны Д.Едар=0,3 эВ. Как теоретически, так и экспериментально [11], [12], [13] было показано, что данное соединение относится к классу "сильных” ТИ, в которых спип-орбиталыюе взаимодействие индуцирует образование спектра узкозоппого полупроводника, в котором верхний край запрещенной зоны в точке Г и ее окрестности образуется состояниями селена, а нижний состояниями висмута. На поверхности (0001) в центре зоны Бриллюэна имеется расщепленное по спину поверхностное состояние, образующее конус Дирака.
Другим интересным, экспериментально подтвержденным свойством ТИ (в том числе Bi2Se3), является возможность наблюдения квантового аномального эффекта Холла (КАЭХ) при намагничивании поверхностного состояниями ТИ.
КАЭХ относят к семейству квантовых эффектов Холла.
Квантовый эффект Холла состоит в квантовании холловского сопротивления двумерного электронного газа при низких (порядка 1К) температурах в сильных магнитных полях. На графике зависимости поперечного сопротивления от величины нормальной составляющей к плоскости двумерного электронного газа индукции магнитного поля наблюдаются области с неизменным поперечным сопротивлением, величина сопротивления на таких участках выражается через фундаментальные физические константы и равна: рху = h/ne2, где е - заряд электрона, h - постоянная Планка, п - натуральное число, фактор заполнения уровней Ландау. При этом продольное сопротивление, то есть сопротивление вдоль направления распространения тока обращается в нуль, это говорит о том, что электроны движутся без рассеяния. В случае, когда роль внешнего магнитного поля играет спин-орбитальное взаимодействие и возникает два тока с противоположной поляризацией электронов по спину, наблюдается квантовый спиновый эффект Холла (КСЭХ). При намагничивании фазы КСЭХ, которое позволяет убрать одно из проводящих состояний, можно прийти к фазе квантового аномального эффекта Холла.
Намагнитить поверхностное состояние можно рядом способов, например:
1. допирование магнитными примесями
2. химическая адсорбция на поверхности
3. эффект магнитной близости
4. магнитное продолжение
Для индуцирования магнитного порядка применяются химическая адсорбция магнитных атомов на поверхности топологического изолятора и допирование магнитными примесями [14]. Так в Сг - и V - допированных тонких пленках (Bi, Sb) 2Те3 топологических изоляторах на диэлектрических немагнитных подложках [15] в отсутствии внешнего магнитного поля было измерено холловское сопротивление такой системы при высоких температурах (80 К) и наблюдалась линейная зависимость сопротивления от величины магнитного поля, при уменьшении же температуры вплоть до 1,5 К появлялась характерная для квантового аномального эффекта Холла зависимость и установлено предсказанное квантование с значением шага h/ne2, сопровождаемое резким падением продольного сопротивления при постоянном значении поперечного сопротивления.
Очевидной проблемой допированных топологических изоляторов является низкая температура наблюдения КАЭХ. Другим методом создания намагниченности на поверхности ТИ является метод магнитной близости с толстым слоем магнитного материала.
В одной из посвященных такому методу работ [16] рассматриваются поверхностные состояния наблюдаемые при контакте трехмерного топологического изолятора Bi2Se3 и ферромагнитного изолятора EuS. Было показано, что в спектре такой гетероструктуры наблюдается гибридизационная щель в топологическом состоянии, размер которой зависит от толщины пленки Bi2Se3, в то время, как магнитное расщепление щели чрезвычайно мало. Также расчеты показали, что характерное для ТИ поверхностное состояние смещается вглубь от плоскости интерфейса, что лишает смысла дальнейшее рассмотрение подобных систем.
Можно рассмотреть интерфейс не с объемным магнитным материалом, а с двумерным и правомочно ожидать улучшение ситуации, однако подобного не происходит и остается вопрос о возможности существования двумерного магнетизма.
Согласно теореме Мермина-Вагнера непрерывные симметрии не могут спонтанно нарушаться при конечной температуре в системах с достаточно короткодействующими взаимодействиями при размерности d < 2. Интуитивно это можно понимать так: дальнодействующие флуктуации могут создаваться с малыми затратами энергии и поскольку они увеличивают энтропию, то являются предпочтительными. Однако существует ряд работ, как теоретических, так и экспериментальных, свидетельствующих о существовании магнитного порядка в некоторых двумерных системах, работы по расширению такого класса двухмерных электронных систем ведутся и в настоящее время. Так в работе [17] рассматривается магнитная фаза основного состояния полупроводниковых трихалькогенидов переходных металлов с химической формулой АВХ3. Показано, что монослой CrSiTe3 обладает антиферромагнитным порядком с зигзаговой спиновой текстурой, CrGeTe3 является ферромагнетиком с температурой Кюри 106 К. Монослои соединений марганца (MnPS3, MnPSe3) демонстрируют неелевский антиферромагнитный порядок.
В одном из экспериментальных исследований [18] проведено изучение кристаллической структуры и спин-фононного взаимодействия тонкого двумерного материала FePS3, полученного методом механической эксфолиации. С помощью рамановской спектроскопии и первопринципных вычислений обнаружен антиферромагнитный порядок с температурой Нееля 117 К для объемной фазы и 104 К для монослоя. В целом трихалькогениды металлов (МРХ3; М= Fe, Ni, Мп; Х= S и Se) представляют собой важную группу двумерных материалов, применяемых для изучения процессов интеркаляции, магнетизма и потенциально рассматриваемых в качестве материальной базы спинтроники. Авторами работы [19] проведены расчеты электронной структуры и магнитных свойств этого класса соединений из первых принципов для МРХ3 (M=V, Сг, Мп, Fe, Со, Ni, Си, Zn и Х= S, Se, Те). Выявлено, что антиферромагнитный порядок является наиболее общим для соединений на основе V, Мп, Fe и Ni: VPS3, VPSe3, VPTe3, MnPS3, MnPSe3, MnPTe3, NiPS3, NiPSe3 - антиферромагнитные полупроводники; FePS3 - антиферромагнитный полупроводник с зигзаговой спиновой структурой, среди соединений с ферромагнитным порядком металлические соединения хрома - CrPS3, CrPSe3, СгРТе3.
Интересная зависимость обнаружена между магнитным порядком и кристаллической структурой.
Существует ли какой-то механизм формирования магнетизма в двумерных системах?
Очевидно, анизотропия магнитных свойств является необходимым условием формирования 2D магнетизма. К примеру, ван дер Ваальсовы кристаллы обладают такой анизотропией за счет магнитного взаимодействия между слоями, но возможно ли прийти к магнитному порядку в монослое путем удержания его и переноса из объемной фазы [20]. CrSiTe3 и CrGeTe3 полупроводниковые соединения, которые были синтезированы экспериментально и имеют слоистую структуру [21], [22], [23], [24]. Их двумерные аналоги демонстрируют ферромагнитный порядок при температурах ниже 32,9 и 61К соответственно [21], [22], [25], [26], [27]. От бинарных соединений в список попадают дихалькогениды переходных металлов [28], [29], СгХ3 (Х= F, С1, Вг, I) [30].
В работе [31], используя магнитооптический эффект Керра, было показано, что монослой Сг13, является ферромагнетиком с нормальным вектором намагниченности и температурой Кюри порядка 45 К. Была обнаружена зависимость магнитных свойств от числа слоев. Монослой Сг13 является ферромагнетиком, в то время как бислой - диамагнетиком, при рассмотрении трех слоев вступает в силу магнитное взаимодействие между слоями и трехслойник проявляет ферромагнитные свойства, аналогично объемной фазе.
В прошлом году было показано, что осаждение монослоя MnSe на поверхность слоистого топологического изолятора, селенида висмута, приводит к его диффузии внутрь слоя и формированию атомно упорядоченной двумерной магнитной фазы. Семислойный MnBi^e4 является ферромагнетиком при температурах вплоть до комнатных. Наличие ферромагнитного порядка было установлено с использованием сверхпроводящего квантового интерференционного устройства и путем получения спектра рентгеновского магнитного кругового дихроизма. С помощью фотоэмиссионной спектроскопией с угловым разрешением показано, что в гетероструктуре MnBi2Se4/Bi2Se3 дираковский конус расщепляется с образованием запрещенной зоны величиной ~100 мэВ. Посредством первопринципных расчетов получено значение числа Черна С=-1, а сама гетероструктура идентифицирована как фаза КАЭХ.
В текущих исследованиях [32] было показано, что в гетероструктурах типа CrI 3 / TI / Сг13 (в качестве топологического изолятора может выступать соединение Bi(Sb) 2Se3) возможно существование квантового аномального Холл эффекта при температуре 45 К. Это происходит за счет того, что Сг13 будучи магнитным изолятором, с наблюдаемым ферромагнетизмом при очень высоких относительно стандартных температур вызывает расщепление конуса Дирака. При этом зонная структура соединения в первой зоне Бриллюэна в точке Г поверхностного бесщелевого состояния топологического изолятора расщепляется с образованием щели порядка нескольких мэВ.
В рамках данной работы рассмотрен выявленный механизм формирования гетероструктур магнитный изолятор/топологический изолятор на основе других магнитных элементов. Были изучены электронные и спиновые структуры тонкопленочных ван дер Ваальсовых гетероструктур на основе топологических изоляторов типа селенида висмута и двумерных магнитных материалов на основе хрома и ванадия, которые могут формироваться за счет диффузии магнитных атомов и атомов халькогена в приповерхностный слой топологического изолятора, формируя упорядоченную структуру. Кроме того, также были рассмотрены гетероструктры на основе топологического изолятора и дихалькогенида ванадия.
Исследования проводились методами функционала электронной плотности при помощи первопринципного кода VASP. Были получены равновесные параметры решеток и позиций атомов в элементарной ячейке, а также рассчитаны зонные структуры объемных фаз VSe, VSe2 и CrSe и их тонких пленок для равновесных параметров решетки и параметров гетероструктуры. В методе линейного отклика самосогласованным образом получены значения Хаббардовских поправок для учета сильных корреляций локализованных d-электронов магнитных атомов. На основе расчетов полной энергии гетероструктур дан положительный ответ на вопрос о возможности диффундирования магнитных атомов в центр блока топологического изолятора. Получены энергетические спектры гетероструктур.
В работе рассмотрен способ организации ферромагнитного порядка на поверхности топологического изолятора Bi^e3, заключающийся в нанесении на поверхность ТИ ультратонкой пленки такого ферромагнитного изолятора, который имел бы одинаковую кристаллическую структуру и близкий атомный состав с данным ТИ. Следствием такого выбора будет отсутствие резкого интерфейса и, соответственно, интерфейсного потенциала в области контакта ТИ и магнитной пленки, что благоприятствует проникновению топологического состояния в магнитную пленку, где его взаимодействие с сильным обменным полем приводит к расщеплению в точке Дирака. Для этого на основе первопринципных методов проведено исследование структурных, электронных свойств объемных фаз магнитных соединений ванадия и хрома VSe, VSe2, CrSe, а также их тонких пленок для равновесных параметров и параметров топологического изолятора Bi2Se3, на основе расчетов полной энергии была определена возможность диффундирования магнитных атомов в центр блока топологического изолятора. Проведено изучение электронных и магнитных свойств инверсионно-симметричные гетероструктур VBi2Se4, CrBi2Se4, образованных в результате диффузии магнитного слоя в центр блока топологического изолятора. В обоих случаях обнаружен ферромагнитный порядок с нормальным вектором намагниченности. Полученные результаты были использованы для сравнения двух способов намагничивания поверхностного состояния ТИ, а именно: магнитная близость с тонкой пленкой произвольного магнитного изолятора (VSe2) и магнитная близость с изоструктурным магнитным изолятором, атомный состав которого максимально схож с атомным составом топологического материала (VBi2Se4, CrBi2Se4). При размещении VBi2Se4 на пяти блоках Bi2Se3 величина наблюдаемой в дираковском состоянии щели составляет 13,5 мэВ, в случае CrBi2Se4 щель составляет 300 мэВ, однако в середине щели расположены d-состояния атомов Сг. Показано, что в отличии от первого, во втором случае из-за сильного интерфейсного потенциала между подсистемами не наблюдается взаимодействия магнитных состояний с топологическими, как следствие расщепление дираковского конуса отсутствует.
