ЖЭТФ, 2022, том 161, вып. 5, стр. 711-719

ВЛИЯНИЕ АТОМОВ Co НА ЭЛЕКТРОННУЮ СТРУКТУРУ

ТОПОЛОГИЧЕСКИХ ИЗОЛЯТОРОВ Bi₂Te₃ И MnBi₂Te

Т. П. Макароваa*, Д. А. Естюнин^a, С. О. Фильнов^a, Д. А. Глазкова^a,

Д. А. Пудиков^a, А. Г. Рыбкин^a, А. А. Гогина^a, З. С. Алиев^b,

И. Р. Амирасланов^c, Н. Т. Мамедов^c, К. А. Кох^d,e,f , О. Е. Терещенко^d,g,

А. М. Шикин^a, М. М. Отроков^h,i, Е. В. Чулков^a,j , И. И. Климовских^a

^a Санкт-Петербургский государственный университет

198504, Санкт-Петербург, Россия

^b Азербайджанский государственный университет нефти и промышленности

AZ1010, Баку, Азербайджан

^c Институт физики Национальной академии наук Азербайджана

AZ1141, Баку, Азербайджан

^d Новосибирский государственный университет

630090, Новосибирск, Россия

^e Институт геологии и минералогии им. В. С. Соболева

Сибирского отделения Российской академии наук

630090, Новосибирск, Россия

^f Кемеровский государственный университет

650000, Кемерово, Россия

^g Институт физики полупроводников им. А. В. Ржанова

Сибирского отделения Российской академии наук

630090, Новосибирск, Россия

^h Centro de Fisica de Materiales (CFM-MPC), Centro Mixto CSIC-UPV/ENU

20018, Donostia-San Sebastián, Basque Country, Spain

ⁱ IKERBASQUE, Basque Foundation for Science, 48011, Bilbao, Spain

^j Departamento de Polımeros y Materiales Avanzados: Fısica, Quımica y Tecnologıa,

Facultad de Ciencias Quımicas, Universidad del Pa´ıs Vasco UPV/EHU

20080, San Sebastián/Donostia, Basque Country, Spain

Поступила в редакцию 10 ноября 2021 г.,

после переработки 10 ноября 2021 г.

Принята к публикации 11 ноября 2021 г.

Работа посвящена экспериментальному исследованию электронной структуры поверхности топологичес-

ких изоляторов различной стехиометрии при адсорбции атомов Co. При помощи методов фотоэлектрон-

ной спектроскопии с угловым разрешением и рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии изучены

изменения в электронной структуре систем Bi2Te3 и MnBi2Te4 при напылении атомов Co при различ-

ных температурах. Предположительно, атомы Co связываются с поверхностными атомами подложки,

при этом меняется положение точки Дирака. Наблюдаемые изменения связываются с возможным фор-

мированием магнитных Co-содержащих упорядоченных поверхностных сплавов.

DOI: 10.31857/S0044451022050091

1. ВВЕДЕНИЕ

EDN: DSXJCP

В последнее время значительное внимание при-

^* E-mail: makarova.tanja535@yandex.ru

влекается к исследованию новых квантовых мате-

711

Т. П. Макарова, Д. А. Естюнин, С. О. Фильнов и др.

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

риалов с уникальной электронной структурой, та-

пературой магнитного упорядочения.

ких как топологические изоляторы (ТИ) [1]. Эти

Другим активно изучаемым способом наруше-

материалы являются перспективными элементами

ния симметрии обращения времени является напы-

для электроники с низким энергопотреблением [2],

ление магнитного металла на поверхность ТИ. При

спинтроники и реализации фундаментальных эф-

этом для открытия ЭЗЗ необходимо, чтобы намаг-

фектов, таких как топологический магнитоэлектри-

ничивание осуществлялось в направлении, перпен-

ческий эффект [3] и квантовый аномальный эф-

дикулярном поверхности [13]. Результаты работ, по-

фект Холла [4]. Топологические изоляторы — это

священных экспериментам с адсорбцией магнитных

материалы с объемной запрещенной зоной и топо-

металлов (Ni, Co, Fe) на поверхность ТИ различ-

логически защищенными проводящими состояния-

ной стехиометрии [14-18], показывают, что напыле-

ми на поверхности, существование которых обуслов-

ние приводит к изменениям в электронной структу-

лено сильным спин-орбитальным взаимодействием,

ре исследуемых материалов, в частности, к сдвигу

приводящим к инверсии объемной запрещенной зо-

точки Дирака [19, 20] и изменению положения пи-

ны и изменению топологии материала. Поверхност-

ков остовных уровней. Также было показано [21,22],

ные состояния характеризуются линейной диспер-

что напыление ряда магнитных металлов и сплавов

сией E(k), имеющей вид так называемого конуса

(CoFe, NiFe, Ni, Cr) на поверхность ТИ приводит к

Дирака с геликоидальной спиновой структурой и

образованию поверхностных сплавов с атомами ТИ,

фиксированным направлением спина по отношению

вследствие чего могут формироваться гетерострук-

к волновому вектору для всей поверхности Ферми.

туры типа магнитный изолятор/ТИ.

Данная особенность состояний исключает возмож-

При этом теоретически было показано, что по

ность обратного рассеяния электронов без измене-

сравнению с легированием ТИ и напылением на

ния их спина (т. е. рассеяние на немагнитных при-

поверхность ТИ, более перспективный способ от-

месях). Металлический характер поверхностных со-

крытия ЭЗЗ в точке Дирака — так называемый

стояний оказывается защищенным благодаря нали-

эффект «магнитного продолжения», а именно, со-

чию симметрии обращения времени [5]. Кроме того,

здание пленки стехиометрического магнитного ТИ

данная симметрия приводит к вырождению состоя-

на поверхности немагнитного ТИ [23, 24]. В та-

ний конуса Дирака в его вершине. Однако, если на-

ком случае топологическое состояние значительно

рушить симметрию обращения времени, в поверх-

проникает в область магнитной пленки и сильно

ностных состояниях образуется энергетическая за-

расщепляется из-за прямого взаимодействия с маг-

прещенная зона (ЭЗЗ) в точке Дирака, вследствие

нитными моментами атомов. Например, в системе

чего возможен переход материала в состояние кван-

MnBi₂Te₄/Bi₂Te₃ теоретически рассчитанное значе-

тового аномального эффекта Холла (КАЭХ) [6, 7].

ние ЭЗЗ — 77 мэВ [25]. В работах [26,27] для гетеро-

Другим условием для реализации КАЭХ являет-

структур вида MnBi₂Se₄/Bi₂Se₃, MnBi₂Te₄/Bi₂Te₃ и

ся расположение магнитно-индуцированной ЭЗЗ на

Mn₄Bi₂Te₇/Bi₂Te₃ наблюдалась магнитная ЭЗЗ ве-

уровне Ферми [8].

личиной 40-80 мэВ. Еще одним многообещающим

Существует несколько способов реализации маг-

способом создания магнитных гетероструктур на ос-

нитных ТИ. Наиболее технически доступный и ис-

нове ТИ является внедрение магнитной примеси в

пользуемый метод — магнитное легирование ТИ

приповерхностный слой [28].

[9]. Для материалов, полученных данной методи-

Последним и наиболее перспективным на дан-

кой, экспериментально наблюдался КАЭХ в тонких

ный момент решением является создание собствен-

пленках (Bi, Sb)₂Te₃, легированных Cr [10] и в ТИ

ных магнитных ТИ, в которых магнитный металл

Sb₂Te₃, легированном V [11]. Однако замещающие

стехиометрически встроен в кристаллическую ре-

магнитные атомы в легированных ТИ распределены

шетку образца. Примером такого магнитного ТИ яв-

достаточно хаотично. Это приводит к латеральной

ляется MnBi₂Te₄ [29], и для него эксперименталь-

неоднородности магнитных и электронных свойств.

но возможно наблюдать ЭЗЗ порядка 60-70 мэВ

Так, например, в случае пленки Cr-легированного

[30, 31]. Однако поверхностная магнитная и элект-

ТИ [12] методом сканирующей туннельной спектро-

ронная структура MnBi₂Te₄ в эксперименте ока-

скопии была показана значительная неоднородность

зывается отличной от теоретической, рассчитанной

распределения размеров ЭЗЗ по поверхности. На-

для идеальной кристаллической структуры, поэто-

личие подобных неоднородностей приводит к тому,

му важным направлением исследований является

что КАЭХ в данных материалах наблюдается при

модификация магнитной текстуры на поверхности

достаточно низкой температуре в сравнении с тем-

собственных магнитных ТИ.

712

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

Влияние атомов Co на электронную структуру. . .

Рис. 1. Спектры ФЭСУР для ТИ Bi2Te3: а — чистого, б — после напыления на поверхность слоя Co толщиной 2Å с

одновременным прогревом до T = 420^◦C, в — после напыления на поверхность еще одного слоя Co толщиной 1Å с

одновременным прогревом до T = 540^◦C, hν = 21.2 эВ

В данной работе исследовались два способа мо-

1-2 · 10-10 мбар с использованием полусферическо-

дификации электронной структуры топологических

го энергоанализатора VG Scienta R4000 с микрока-

изоляторов различной стехиометрии при взаимодей-

нальным детектором. Фотоэлектронные спектры на

ствии с атомами Co: возможность создания гетеро-

различных стадиях эксперимента измерялись при

структур на основе Bi₂Te₃ и Co с формированием

энергии фотонов hν

= 21.2 эВ. При исследова-

упорядоченного слоя на поверхности при прогреве и

нии остовных уровней использовалась рентгенов-

изучение антиферромагнитного MnBi₂Te₄ с адсорб-

ская трубка с Al-катодом и энергией 1486.6 эВ (ли-

цией атомов Co на поверхности с целью модифика-

ния Al K_α). Для напыления атомов кобальта ис-

ции поверхностной, атомной, электронной и магнит-

пользовались испарители металлов, откалиброван-

ной структур.

ные по кварцевым микровесам. В данной работе

каждое напыление длилось в течение 2.5n минут,

что соответствует напыленной толщине Co в nÅ.

2. ЭКСПЕРИМЕНТ И МЕТОДЫ

Образцы Bi₂Te₃, исследуемые в данной работе,

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

были выращены методом Бриджмена в Новосибир-

ском Государственном университете [32]. Высокока-

Система Co/Bi₂Te₃. Эксперимент по изучению

чественные монокристаллы MnBi₂Te₄ [33] были вы-

влияния атомов Co на электронную структуру по-

ращены вертикальным методом Бриджмена в Азер-

верхности ТИ Bi₂Te₃ состоял из нескольких этапов.

байджанском государственном университете нефти

На первом этапе был измерен чистый образец при

и промышленности.

комнатной температуре (рис. 1a), на втором этапе

Эксперимент проводился с использованием фо-

измерялся образец, на поверхность которого нанес-

тоэлектронной спектроскопии с угловым разреше-

ли Co толщиной 2Å с одновременным прогревом

нием (ФЭСУР), спектры остовных уровней были

до температуры 420^◦C (рис. 1б), на третьем этапе

получены методом рентгеновской фотоэлектронной

был измерен образец после напыления еще одного

спектроскопии (РФЭС). Измерения проводились в

слоя Co толщиной 1Å с одновременным прогревом

ресурсном центре Санкт-Петербургского Государст-

до температуры 540^◦C (рис. 1в). Образцы прогре-

венного Университета «Физические методы иссле-

вались до температур, при которых начинает транс-

дования поверхности» при давлении не выше, чем

формироваться поверхность ТИ, но не достигалась

713

Т. П. Макарова, Д. А. Естюнин, С. О. Фильнов и др.

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

температура плавления теллурида висмута, равная

менения могут быть связаны с тем, что при тем-

585^◦C [34,35]. Для анализа электронной структуры

пературе 540^◦C часть Co, находящегося на поверх-

были измерены ФЭСУР спектры ТИ Bi₂Te₃ на каж-

ности в виде островков, начинает десорбироваться.

дом из этапов, дисперсионные зависимости которых

Возможно, часть Co встраивается в поверхностный

представлены на рис. 1.

слой, приводя к дальнейшему упорядочению спла-

На спектре, представленном на рис. 1a, видны

вов Bi, Te и Co. Изменения электронной структу-

поверхностные состояния, образующие конус Дира-

ры топологических изоляторов при прогреве были

ка (отмечены черными штриховыми линиями). Дис-

отмечены в работах [36-38], при этом прогрев с од-

персионная зависимость имеет характерный вид для

новременным напылением атомов Co может приво-

теллурида висмута: нижняя часть конуса находится

дить к трансформации поверхностных слоев с фор-

практически в валентной зоне вместе с точкой Ди-

мированием поверхностных сплавов Co, Bi и Te.

рака, верхняя часть отчетливо видна и располагает-

Для анализа возможности формирования хими-

ся в объемной запрещенной зоне [17]. Из линейной

ческой связи между Co и атомами подложки (Bi, Te)

аппроксимации верхней части конуса следует, что

были исследованы спектры РФЭС остовных уров-

энергетическое положение точки Дирака составля-

ней данных элементов (Bi 4f, Te 3d, Co 2p), полу-

ет E_D = 0.24 эВ. Валентная зона располагается в

ченные результаты представлены на рис. 2. С целью

диапазоне энергий связи выше 0.25 эВ и имеет ха-

определения химического сдвига уровней спектры

рактерную M-образную форму с локальным мини-

были разложены на соответствующие спектральные

мумом вблизи точки Γ поверхностной зоны Брил-

компоненты. На рис. 2а представлены спектры ли-

люэна.

нии Bi 4f, положения пиков Bi 4f7/2 и Bi 4f5/2 име-

На втором этапе образец был нагрет до темпера-

ют значения соответственно 157.0 эВ и 162.3 эВ, что

туры 420^◦C с одновременным напылением Co тол-

согласуется с ранее опубликованными результатами

щиной 2Å на поверхность. В измеренном спектре

для чистого ТИ Bi₂Te₃ [39]. Спектры, измеренные

ФЭСУР наблюдаются явные изменения в электрон-

на втором этапе, представлены на рис. 2б. Положе-

ной структуре (рис. 1б). Поверхностные состояния

ния пиков Bi 4f показывают смещение в сторону

становятся менее интенсивными и уширяются, при

большей энергии связи на 0.2 эВ. Результаты, полу-

этом конус Дирака сдвигается относительно уровня

ченные после проведения третьего этапа, представ-

Ферми в сторону больших энергий связи, что так-

лены на рис. 2в. Пики смещаются еще на 0.1 эВ в ту

же наблюдалось в работе [14], нижняя часть конуса

же сторону. Спектры Te 3d для чистого ТИ Bi₂Te₃

практически полностью сливается с состояниями ва-

представлены на рис. 2г. Для состояний Te 3d5/2 —

лентной зоны и совсем не различима, E_D = 0.58 эВ.

571.3 эВ и Te 3d3/2 — 581.7 эВ помимо основных ли-

Наблюдаемые изменения могут объясняться эффек-

ний наблюдаются их оксидные компоненты при зна-

том переноса электронов от адатомов к подлож-

чениях энергии 575.0 эВ и 585.7 эВ, что было опи-

ке. Действительно, атомы Co оказываются донора-

сано ранее в работе [40]. На втором этапе (рис. 2д)

ми электронов, создавая положительный заряд на

оксидные пики исчезают, а значения энергии связи

поверхности, в результате изгиба зон вниз состо-

основных пиков сдвигаются в сторону уменьшения

яния смещаются в сторону больших энергий свя-

энергии связи на 0.2 эВ. Спектры РФЭС, получен-

зи. При этом состояния зоны проводимости вблизи

ные в результате третьего этапа, представлены на

уровня Ферми на спектре не видны, в отличие от

рис. 2е. Также был проведен анализ спектров Co 2p

рис. 1а, что говорит об увеличении объемной запре-

(рис. 2ж). Черный и красный спектры относятся со-

щенной зоны в приповерхностных слоях. Подобные

ответственно ко второму и третьему этапу. Положе-

изменения наблюдались в работе [13] для системы

ние пика Co 2p3/2 соответствует 778 эВ, а Co 2p1/2 —

Fe/Bi₂Se₃. Данные изменения электронной структу-

793 эВ. Также со стороны большей энергии связи на-

ры могут объясняться возможной трансформацией

блюдаются сателлиты, соответствующие эффектам

поверхности и образованием в приповерхностной об-

встряски (shake-up). Таким образом, поскольку пи-

ласти сплава, состоящего из атомов Bi, Te и Co.

ки Bi 4f и Te 3d смещаются в противоположные сто-

На третьем этапе система прогревалась до тем-

роны, возможно образование химической связи Co с

пературы 540^◦C с одновременным дополнительным

Bi и Te, что может свидетельствовать о встраивании

напылением Co толщиной 1Å на поверхность. Спек-

напыленного Co в структуру Bi₂Te₃ или формиро-

тры ФЭСУР системы представлены на рис. 1в. По-

вании упорядоченных соединений на поверхности.

ложение точки Дирака сдвигается в сторону мень-

Система Co/MnBi₂Te₄. Помимо немагнитно-

ших энергий связи, E_D = 0.53 эВ. Наблюдаемые из-

го Bi₂Te₃ с целью изучения возможности модифи-

714

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

Влияние атомов Co на электронную структуру. . .

Рис. 2. Спектры РФЭС для ТИ Bi2Te3+Co. Уровни Bi 4f

и Te 3d, измеренные для Bi2Te3 (а, г); для Co/Bi2 Te3 при

прогреве до T = 420^◦C (б, д); для Co/Bi2Te3 при прогре-

ве до T = 540^◦C (в,е); уровень Co 2p для Bi2Te3, про-

гретого до T = 420^◦C (черный спектр), 540^◦C (красный

спектр) (ж)

кации электронной структуры собственных магнит-

(рис. 3б). Исследованные дисперсии электронных

ных ТИ был исследован антиферромагнитный ТИ

состояний представлены на рис. 3, для данных спек-

MnBi₂Te₄ с напылением атомов Co на поверхность.

тров была применена процедура нормализации. Ри-

Поскольку Co — магнитный металл, он может вли-

сунок 3а представляет спектр ФЭСУР для чистого

ять на магнитные моменты атомов в приповерхност-

образца MnBi₂Te₄, верхняя и нижняя части кону-

ном слое. Как следствие, может наблюдаться изме-

са Дирака отчетливо просматриваются, минимум

нение электронной структуры топологических со-

верхней части конуса находится при энергии связи

стояний и ЭЗЗ за счет изменения магнитного мо-

E_bot = 0.19 эВ, значение энергии максимума ниж-

мента приповерхностных атомов.

ней части конуса составляет E_top = 0.33 эВ (значе-

Данная часть эксперимента состояла из двух эта-

ния энергий были получены из линейной аппрокси-

пов: на первом этапе был измерен чистый обра-

мации), соответственно, величина запрещенной зо-

зец MnBi₂Te₄ при комнатной температуре (рис. 3a),

ны составляет 140 мэВ. Необходимо отметить, что

на втором этапе на поверхность нанесли слой Со

наблюдаемая запрещенная зона, вероятно, связана

толщиной 1Å также при комнатной температуре

с объемной запрещенной зоной [41]. Ранее в работе

715

Т. П. Макарова, Д. А. Естюнин, С. О. Фильнов и др.

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

Рис. 3. Спектры ФЭСУР для ТИ MnBi2Te4, представленные после обработки с применением процедуры нормализации:

а — чистого, б — после напыления на поверхность слоя Co толщиной 1Å, в — исходные профили в точке Γ, черный спектр

соответствует MnBi2Te4, красный — Co/MnBi2 Te4, г,д — графики кривизны спектров соответственно для рис. а,б,е —

профили в точке Γ для MnBi2Te4 и Co/MnBi2Te4. Все спектры были измерены при комнатной температуре, hν = 21.2 эВ

[29] экспериментально наблюдалась объемная ЭЗЗ

состояний ТИ. Для более подробного изучения по-

порядка 200 мэВ и в дальнейших исследованиях зна-

лученных спектров был проведен анализ кривизны

чения величины наблюдаемой объемной ЭЗЗ варьи-

спектров с использованием зависимости

руются от 180 до 220 мэВ, это объясняется тем, что

N^′′(E)

в спектрах доминируют состояния объема, и вели-

C(E) =

(1 + N^′(E)²)3/2

чина ЭЗЗ зависит от энергии фотонов, при которой

измеряются образцы [42, 43].

поскольку данный метод позволяет улучшить ви-

На втором этапе (рис. 3б) конус сдвигается в сто-

зуализацию полученных данных и выявить спект-

рону уменьшения энергии связи, значение энергии

ральные особенности [44]. Рисунок 3г,д представля-

E_bot = 0.17 эВ, поверхностные состояния становят-

ет результаты, полученные после применения ме-

ся менее интенсивными. Также после напыления Co

тода анализа кривизны для системы соответствен-

величина ЭЗЗ увеличивается и становится равной

но на первом и втором этапах. Также осуществле-

160 мэВ. На рис. 3в представлены профили в точ-

на оценка величины ЭЗЗ, результаты представлены

ке

Γ без применения процедур нормализации. Вид-

на рис. 3е. При этом стоит отметить, что наблю-

но, что напыление атомов Co приводит к появлению

даемая ЭЗЗ образована краями как поверхностных,

металлического фона и ослаблению интенсивности

так и объемных состояний. Поскольку после напы-

716

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

Влияние атомов Co на электронную структуру. . .

Рис.

4. Спектры РФЭС для ТИ MnBi2Te4. Уровни

Bi 4f и Te 3d, измеренные для MnBi2Te4 (а,в) и для

Co/MnBi2Te4 (б,г); уровень Co 2p, измеренный для сис-

темы Co/MnBi2Te4 (д)

ления Co изменяется величина ЭЗЗ, можно предпо-

спектры Bi 4f состоят из четырех компонент. Пики

ложить, что в приповерхностной области MnBi₂Te₄

Bi 4f7/2, 4f5/2 имеют те же положения максимумов

происходит замещение атомов Bi атомами Co или

пиков, при этом со стороны меньших энергий связи

встраивание Co в вакансии Te, присутствующие в

появляются дополнительные особенности. Спектры

верхнем слое [45], что сказывается на электронной

для Te 3d изменяются подобным образом. Для чи-

структуре поверхностных слоев. Для анализа фор-

стого MnBi₂Te₄ (рис. 4в) пики Te 3d5/2, 3d3/2 нахо-

мирования химической связи Co и атомов подложки

дятся при энергиях 571.7 эВ и 582.1 эВ. Спектр Te 3d

были проведены измерения РФЭС.

для ТИ с напыленным Co представлен на рис. 4г.

Анализ спектров РФЭС был проведен для уров-

Появление дополнительных пиков говорит о встра-

ней Bi 4f, Te 3d и Co 2p (рис. 4). Стоит отметить, что

ивании Co в вакансии Te или о возможном заме-

после напыления Co полуширина имеющихся пиков

щении Co/Bi. Наблюдаемые изменения в структуре

увеличивается. В связи с этим дальнейший анализ

остовных уровней MnBi₂Te₄ указывают на возмож-

положения пиков проводился в рамках предположе-

ное формирование химической связи атомов Co с

ния, согласно которому уширенный пик состоит из

атомами Bi и Te. Для образца после напыления бы-

двух компонент. При этом первая компонента со-

ли сняты пики Co 2p, положения пиков Co 2p3/2 и

ответствует пику, присутствующему на спектрах до

Co 2p1/2 отмечены на рис. 4д. Значения энергии на-

напыления, а вторая компонента появляется в спек-

блюдаемых пиков отличаются от металлического Co

тре в связи с напылением Co. На рис. 4а представлен

и составляют 782.0 эВ и 797.0 эВ соответственно для

пик Bi 4f7/2, имеющий энергию 157.4 эВ и Bi 4f5/2 —

Co 2p3/2 и Co 2p1/2, что также указывает на взаимо-

162.8 эВ. Рисунок 4б соответствует второму этапу,

действие атомов Co с атомами подложки, поскольку

717

Т. П. Макарова, Д. А. Естюнин, С. О. Фильнов и др.

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

данные энергии близки к значениям энергий связи

D. Zhang, M. Shi, T. Zhu et al., Phys. Rev. Lett. 122,

для соединения CoTe [46].

206401 (2019).

R. Yu, W. Zhang, H. J. Zhang et al., Science 329, 61

(2010).

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

C. Z. Chang, P. Wei, and J. S. Moodera, MRS

В данной работе была осуществлена адсорбция

Bulletin 39, 867 (2014).

атомов Co на поверхность двух различных ТИ

с целью изучения сплавов на основе магнитных

C. Z. Chang and M. Li, J. Phys.: Cond. Matter 28,

металлов и модификации поверхности собственного

123002 (2016).

магнитного ТИ. Для Bi₂Te₃ было произведено

С. О. Фильнов, Ю. А. Сурнин, А. В. Королева,

напыление Co на поверхность с прогревом до

И. И. Климовских, Д. А. Естюнин, А. Ю. Вары-

высоких температур и с использованием методов

халов, К. А. Бокай, К. А. Кох, О. Е. Терещенко,

ФЭСУР и РФЭС выявлены изменения электронной

В. А. Голяшов, Е. В. Шевченко, А. М. Шикин,

структуры, заключающиеся в сдвиге точки Дирака

ЖЭТФ 156, 483 (2019).

и изменении структуры конуса Дирака, состояний

валентной зоны и зоны проводимости, которые

Y. Tokura, K. Yasuda, and A. Tsukazaki, Nature Rev.

зависят от температуры и количества напыляе-

Phys. 1, 126 (2019).

мого металла. Анализ остовных уровней показал

A. M. Shikin, D. A. Estyunin, A. V. Koroleva et al.,

возможность формирования химической связи Co

Phys. Sol. St. 62, 338 (2020).

с Bi или Te. Другой частью эксперимента было

исследование собственного антиферромагнитного

10.

M. Mogi, R. Yoshimi, A. Tsukazaki et al., Appl. Phys.

ТИ MnBi₂Te₄ при взаимодействии с атомами Co,

Lett. 107, 182401 (2015).

результаты которого показали, что напыление Co

11.

M. Li, C. Z. Chang, L. Wu et al., Phys. Rev. Lett.

на MnBi₂Te₄ приводит к сдвигу точки Дирака,

114, 146802 (2015).

появлению новых компонент остовных уровней,

что свидетельствует о возможности формирования

12.

I. Lee, C. K. Kim, J. Lee et al., Proceed. National

упорядоченного соединения с содержанием Co на

Acad. Sciences 112, 1316 (2015).

поверхности MnBi₂Te₄.

13.

M. R. Scholz, J. Sánchez-Barriga, D. Marchenko et

al., Phys. Rev. Lett. 108, 256810 (2012).

Финансирование. Работа выполнена при

поддержке Санкт-Петербургского государствен-

14.

M. R. Scholz, J. Sánchez-Barriga, D. Marchenko et

ного университета (грант

№73028629), Россий-

al., Phys. Stat. Sol. Rapid Res. Lett. 7, 139 (2013).

ского научного фонда (грант

№18-12-00062),

Российского фонда фундаментальных иссле-

15.

M. Vondráček, L. Cornils, J. Minár et al., Phys. Rev.

дований (гранты

№№ 20-32-70127,

21-52-12024,

B 94, 161114 (2016).

18-29-12094), Фонда развития науки при Пре-

16.

N. de Jong, E. Frantzeskakis, B. Zwartsenberg et al.,

зиденте

Республики

Азербайджан (грант

Phys. Rev. B 92, 075127 (2015).

№ EIF-BGM-4-RFTF-1/2017-21/04/1-M-02), а так-

же в рамках госзадания Института геологии и

17.

P. Y. Chuang, S. H. Su, C. W. Chong et al., RSC

минералогии Сибирского отделения Российской

Adv. 8, 423 (2018).

академии наук и Института физики полупровод-

ников Сибирского отделения Российской академии

18.

D. A. Pudikov, E. V. Zhizhin, and G. G. Vladimirov,

Phys. Sol. St. 60, 1016 (2018).

наук.

19.

Ю. А. Сурнин, И. И. Климовских, Д. М. Состина,

К. А. Кох, О. Е. Терещенко, А. М. Шикин, ЖЭТФ

ЛИТЕРАТУРА

153, 641 (2018).

1. M. Z. Hasan and C. L. Kane, Rev. Mod. Phys. 82,

20.

A. K. Kaveev, A. G. Banshchikov, and A. N. Terpit-

3045 (2010).

skiy, arXiv:1912.11878 (2019).

2. Y. P. Chen, Micro and Nanotechnology Sensors,

21.

L. A. Walsh, C. M. Smyth, A. T. Barton et al., J.

Systems, and Applications IV, 8373 (2012).

Phys. Chem. C 121, 23551 (2017).

718

ЖЭТФ, том 161, вып. 5, 2022

Влияние атомов Co на электронную структуру. . .

22.

J. Sánchez-Barriga, I. I. Ogorodnikov, M. V. Kuz-

34.

V. Thakur, K. Upadhyay, R. Kaur et al., Mater.

netsov et al., Phys. Chem. Chem. Phys. 19, 30520

Today Adv. 8, 100082 (2020).

(2017).

35.

C. Wood, Rep. Progress Phys. 51, 459 (1988).

23.

Е. К. Петров, И. В. Силкин, Т. В. Меньщикова,

36.

P. M. Coelho, G. A. S. Ribeiro, A. Malachias et al.,

Е. В. Чулков, Письма в ЖЭТФ 109, 118 (2019).

Nano Lett. 13, 4517 (2013).

24.

М. М. Отроков, Т. В. Меньщикова, И. П. Русинов,

37.

K. Schouteden, K. Govaerts, J. Debehets et al., ACS

М. Г. Вергниори, В. М. Кузнецов, Е. В. Чулков,

Nano 10, 8778 (2016).

Письма в ЖЭТФ 105, 275 (2017).

38.

I. I. Klimovskikh, D. Sostina, A. Petukhov et al., Sci.

25.

M. M. Otrokov, T. V. Menshchikova, M. G. Vergniory

Rep. 7, 45797 (2017).

et al., 2D Materials 4, 025082 (2017).

39.

V. V. Atuchin, V. A. Golyashov, K. A. Kokh et al.,

26.

T. Hirahara, S. V. Eremeev, T. Shirasawa et al., Nano

J. Sol. St. Chem. 236, 203 (2016).

Lett. 17, 3493 (2017).

40.

C. R. Thomas, M. K. Vallon, M. G. Frith et al., Chem.

27.

T. Hirahara, M. M. Otrokov, T. T. Sasaki et al.,

Mater. 28, 35 (2016).

Nature Commun. 11, 4821 (2020).

41.

D. A. Estyunin, I. I. Klimovskikh, A. M. Shikin et

28.

N. Bhattacharjee, K. Mahalingam, A. Fedorko et al.,

al., APL Mater. 8, 021105 (2020).

arXiv:cond-mat/2110.02845.

42.

Y. J. Chen, L. X. Xu, J. H. Li et al., Phys. Rev. X 9,

29.

M. M. Otrokov, I. I. Klimovskikh, H. Bentmann et

041040 (2019).

al., Nature 576, 416 (2019).

43.

R. C. Vidal, H. Bentmann, T. R. F. Peixoto et al.,

30.

A. M. Shikin, D. A. Estyunin, I. I. Klimovskikh et

Phys. Rev. B 100, 121104 (2019).

al., Sci. Rep. 10, 13226 (2020).

44.

P. Zhang, P. Richard, T. Qian et al., Rev. Sci. Instr.

31.

A. M. Shikin, Phys. Sol. St. 62, 1460 (2020).

82, 043712 (2011).

32.

K. A. Kokh, B. G. Nenashev, A. E. Kokh et al., J.

45.

M. Garnica, M. M. Otrokov, and P. C. Aguilar, arXiv:

Cryst. Growth 275, e2129 (2005).

2109.01615 (2021).

33.

Z. S. Aliev, I. R. Amiraslanov, D. I. Nasonova et al.,

46.

S. Demiss, R. Tromer, S. Siddique et al., arXiv:2109.

J. Alloys Comp. 789, 443 (2019).

02783 (2021).

719