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LeeStefanie Siebeneichler, Alexander Ovchinnikov, … Anja-Verena MudringS. Menouer, O. Miloud Abid, … U. SchwingenschlöglScientific Reports Band 12, Artikelnummer: 21657 (2022 ) Diesen Artikel zitierenZweidimensionale (2D) Dreiecksgitter-Antiferromagnete (2D-TLA) weisen aufgrund des starken Wechselspiels zwischen Gittergeometrie und elektronischen Eigenschaften oft faszinierende physikalische und technologische Eigenschaften auf.Das kürzlich synthetisierte zweidimensionale Übergangsmetall-Dichalkogenid LiCrTe\(_2\) , ein 2D-TLA, bereicherte die Palette von Materialien, die solche Eigenschaften aufweisen können.In dieser Arbeit wurden Myonenspinrotation (\(\mu ^+\) SR) und Neutronenpulverbeugung (NPD) verwendet, um die wahre magnetische Natur und den Grundzustand von LiCrTe\(_2\) aufzudecken.Aus der hochauflösenden NPD ist die magnetische Spinordnung bei Basistemperatur nicht, wie zuvor vorgeschlagen, helikal, sondern eher kollinear antiferromagnetisch (AFM) mit ferromagnetischer (FM) Spinkopplung innerhalb der ab-Ebene und AFM-Kopplung entlang der c-Achse.Der Wert für das geordnete magnetische Cr-Moment ergibt sich zu \(\mu _{\textrm{Cr}}= 2,36~\mu _{\textrm{B}}\) .Aus detaillierten \(\mu ^+\) SR-Messungen beobachten wir eine AFM-Ordnungstemperatur \(T_{\textrm{N}}\approx 125\) K. Dieser Wert ist bemerkenswert höher als der zuvor durch magnetische Bulk-Messungen berichtete.Aus \(\mu ^+\) SR können wir den magnetischen Ordnungsparameter extrahieren, dessen kritischer Exponent es uns erlaubt, LiCrTe\(_2\) in die 3D-Heisenberg-AFM-Universalitätsklasse einzuordnen.Schließlich finden wir durch die Kombination unserer magnetischen Studien mit hochauflösender Synchrotron-Röntgenbeugung (XRD) eine klare Kopplung zwischen den nuklearen und magnetischen Spingittern.Dies legt die Möglichkeit einer starken Magnon-Phonon-Kopplung nahe, ähnlich der, die zuvor bei der eng verwandten Verbindung LiCrO\(_2\) beobachtet wurde.Für Verbindungen mit zweidimensionalem Dreiecksgitter mit antiferromagnetischen Wechselwirkungen (2D-TLA) zB das prototypische \(\hbox {Na}_{\textrm{x}} \hbox {CoO}_2\) 1,2,3 ,4,5, jede Ecke ist von einem Ion mit magnetischem Moment besetzt.Wenn die Wechselwirkung zwischen benachbarten Momenten antiferromagnetisch (AFM) ist, ist es unmöglich, sie alle gleichzeitig zu erfüllen, was zu einer geometrischen Frustration des Systems führt6.Die daraus resultierenden widersprüchlichen atomaren Wechselwirkungen führen oft zu exotischen physikalischen Eigenschaften, die sich auf viele verschiedene Arten manifestieren können7,8,9,10,11,12.In diesem Zusammenhang werden Chromverbindungen des Typs ACr\(X_2\) (A = einwertiges Atom, X = Chalkogenelement) mit Dreiecksgitter (2DTL) als geometrisch frustrierte Heisenberg-Spinsysteme mit S = 3/2 intensiv untersucht.Insbesondere Chromoxide und -sulfide (X = O, S) stellen eine sehr beliebte Gruppe von Verbindungen dar13,14,15,16,17,18,19,20,21,22.Die isostrukturellen Chromselenide und -telluride (X = Se, Te) sind dagegen viel weniger untersucht als ihre Oxide und Sulfide.Einer der Hauptgründe ist wahrscheinlich, dass sie schwierig zu synthetisieren sind.Es ist jedoch bekannt, dass die wenigen untersuchten Mitglieder unerwartete strukturelle23 sowie magnetische Eigenschaften24 aufweisen, wobei sich sehr unterschiedliche Spinstrukturen bilden (z. B. \(\hbox {AgCrSe}_2\) weist eine AFM-helikale Struktur auf, während die isostrukturelle \(\hbox {NaCrSe}_2\) hat ferromagnetische Schichten, die entlang der c-Richtung antiferromagnetisch gestapelt sind25).Die Li-interkalierte Verbindung \(\hbox {LiCrTe}_2\) stellt eine wertvolle Ergänzung dieser Materialfamilie dar.Es wurde erst vor kurzem zum ersten Mal synthetisiert (Kobayashi et al.26), ebenso wie die Kristallstrukturdatenbanken27,28 und stellt eine 2DTL-Struktur dar, in der die \(\hbox {Cr}^{3+}\)-Ionen die Ecken besetzen des Dreiecksgitters und sind oktaedrisch von Te-Atomen koordiniert, wie durch hauseigene Röntgenbeugung bei Raumtemperatur gezeigt wurde.Temperaturabhängige magnetische Suszeptibilitätsmessungen an \(\hbox{LiCrTe}_2\) zeigen die typische AFM-Spitze bei \(T_{\textrm{N}}\approx 71\) K, mit einer Curie-Weiss-Temperatur \(\Theta = 58\) K, für ein angelegtes Magnetfeld \(H_{\textrm{ext}}=7\) T und \(\Theta =101\) K, für \(H_{\textrm{ext}}=1\ ) T26.Der Wert der Curie-Weiss-Temperatur hängt mit der Stärke der magnetischen Wechselwirkungen zwischen Ionen zusammen, und ein positiver Wert für \(\Theta \) würde FM-Korrelationen implizieren29.In geschichteten Materialien berücksichtigt \(\Theta \) normalerweise nur die Wechselwirkungen innerhalb der Schicht, da sie viel stärker sind als die zwischen den Schichten.Mit \(\hbox {Cr}^{3+}\) als magnetischem Ion können diese Wechselwirkungen in \(\hbox {LiCrTe}_2\) entweder ferromagnetisch (FM), angetrieben durch einen Superaustauschmechanismus durch an intermediäres Anion oder AFM, angetrieben durch einen direkten Austauschmechanismus zwischen den \(t_{2g}\)-Orbitalen zweier benachbarter Cr-Atome30.Das Vorherrschen eines Mechanismus gegenüber dem anderen hängt weitgehend vom Cr-Cr-Abstand ab.Angesichts der Phänomenologie der magnetischen Suszeptibilitätsmessungen schlagen die Autoren von Referenz26 vor, dass eine mögliche Konkurrenz von AFM- und FM-Wechselwirkungen zwischen benachbarten Cr-Atomen in \(\hbox {LiCrTe}_2\) stattfinden könnte, so dass sie vermuteten, dass die Spinstruktur in dieses Material wäre spiralförmig.In dieser Arbeit haben wir die magnetische Struktur für polykristallines \(\hbox {LiCrTe}_2\) gelöst und seinen temperaturabhängigen magnetischen Ordnungsparameter mittels Neutronenpulverbeugung (NPD), Synchrotron-Röntgenbeugung (XRD) und Myonenspinrotation extrahiert (\(\mu ^+\) SR).Unsere Studie zeigt, dass die FM-Kopplung innerhalb der Schicht dominant ist, was zu einer AF-Struktur vom Typ A führt, bei der die magnetischen Cr-Momente innerhalb der ab-Ebene parallel zueinander und entlang der c-Achse antiparallel (d. h. nicht spiralförmig) ausgerichtet sind ).Aus dem Verlauf des magnetischen Ordnungsparameters geht hervor, dass \(\hbox{LiCrTe}_2\) als 3D-Heisenberg-AFM identifiziert werden kann.In den folgenden Abschnitten werden die experimentellen Ergebnisse und detaillierte Analysen präsentiert.Der erste Unterabschnitt zeigt die temperaturabhängigen \(\mu ^+\) SR-Messungen in Konfigurationen mit schwachem Querfeld (wTF) und Nullfeld (ZF), während der zweite Unterabschnitt die Synchrotron-XRD- und NPD-Messungen mit den jeweiligen strukturellen und magnetischen beschreibt Verfeinerung für unterschiedliche Temperaturen.In der wTF-Geometrie wird ein externes Magnetfeld orthogonal zur anfänglichen Spinpolarisation des Myonenstrahls angelegt, wodurch dieser in der Ebene senkrecht zur Richtung der externen Felder präzediert.In dieser Konfiguration wurden \(\mu ^+\) SR-Zeitspektren im Temperaturbereich \(T=55{-}150\) K aufgenommen. Das angelegte Querfeld wurde auf wTF = 30 G eingestellt, was mehrere sind Größenordnungen kleiner als das interne Feld an den Myonenplätzen.Einige ausgewählte wTF-Spektren, die in diesem Aufbau aufgenommen wurden, sind in Abb. 1a als Beispiel für die Temperaturentwicklung der Myon-Spin-Präzession gezeigt.Bei hoher Temperatur sind die magnetischen Momente in der Probe zufällig orientiert, daher ist das lokale interne Magnetfeld in Bezug auf das externe angelegte Feld vernachlässigbar, was dazu führt, dass die Myon-Spins entsprechend präzedieren.Tatsächlich zeigt das Spektrum bei \(T=150\) K eine sehr regelmäßige Oszillation mit einer einzigen Frequenz, die mit dem wTF zusammenhängt;dann, wenn die Temperatur abnimmt, entwickelt sich das System allmählich von der paramagnetischen (PM) Phase zur geordneten AFM-Phase.Beim Eintritt in den AFM-Zustand konkurriert das interne Feld mit dem schwachen externen wTF, wodurch die Gesamtdepolarisationsrate erhöht und folglich die Amplitude der wTF-Oszillation in den Spektren verringert wird.Schließlich bleiben nur noch die hochfrequenten Schwingungen im frühen Zeitbereich übrig.Die für die wTF-Spektren verwendete Anpassungsfunktion ist die folgende:Dabei ist \(A_0\) die anfängliche Asymmetrie, \(P_{\textrm{TF}}\) (t) die Myon-Spin-Polarisationsfunktion, \(A_{\textrm{TF}}\) die Asymmetrie der oszillierenden Teil des Signals und \(A_{\textrm{BG}}\) ist die Asymmetrie einer Hintergrundkomponente mit langsamer Depolarisationsrate \(\lambda _{\textrm{BG}}\) , \(2\pi f_{\textrm{TF}}\) ist die Kreisfrequenz der Larmor-Präzession (deren Wert mit der angelegten wTF zusammenhängt), \(\phi \) ist die Phase des oszillierenden Signals, \(\lambda _{\ textrm{TF}}\) (aufgetragen in Fig. 1b) sind die Depolarisationsraten für die jeweilige Polarisationskomponente.Die Übergangstemperatur für die Probe kann anhand des Anpassungsparameters \(\hbox {A}_{\textrm{TF}}\) bestimmt werden.Abbildung 1c zeigt ein Diagramm der transversalen Feldasymmetrien als Funktion der Temperatur.Hier wird ein Anstieg von \(\hbox{A}_{\textrm{TF}}\) beobachtet, wenn T zunimmt, wodurch das System vom AFM- in den PM-Zustand gebracht wird.Die Entwicklung der Asymmetrie wurde mithilfe einer Sigmoidfunktion gut angepasst, und die Übergangstemperatur ist als Mittelpunkt der Anpassungskurve \(\hbox {T}_N=124,84\pm 0,15\) K definiert.(a) Schwaches Transversalfeld (wTF) \(\mu ^+\) SR-Spektren im langen Zeitbereich oberhalb der Übergangstemperatur für \(\hbox {LiCrTe}_2\) .Die Spektren werden überlagert, um die Oszillation um die 0-Asymmetrie zu zeigen.(b) Temperaturabhängigkeit der Depolarisationsrate des wTF-Signals.(c) Temperaturabhängigkeit der wTF-Asymmetrie, die durchgezogene Linie ist eine Anpassung an eine Sigmoidkurve.Die sich aus der Anpassung ergebende Übergangstemperatur ist in der Auftragung angegeben.Die Temperaturabhängigkeit der Depolarisationsrate \(\lambda _{\textrm{TF}}\) (Abb. 1b) zeigt die typische Spitze bei der AFM-Übergangstemperatur, was auf den Beginn der Spindynamik in der Nähe von \(T_{ \textrm{N}}\) .Es wird weiterhin bemerkt, dass die wTF-Asymmetrie selbst bei niedrigsten Temperaturen nicht vollständig unterdrückt wird, was impliziert, dass ein Bruchteil der Myonen (\(\sim 20\%\) ) in einer nichtmagnetischen Umgebung anhält.Ein möglicher Ursprung eines solchen Hintergrunds ist, dass ein Bruchteil der ankommenden Myonen in die äußeren Schichten des Mylar-Bandes implantiert wird, das zum Verpacken der Probe verwendet wird.Tatsächlich war die Probe, die wir in diesem Experiment gemessen haben, ziemlich dünn, da sie nur in einer kleinen Menge synthetisiert werden konnte, und wir haben zusätzliche Schichten Mylar-Klebeband verwendet, um eine hermetische Abdichtung zu gewährleisten, da \(\hbox {LiCrTe}_2\) sehr ist empfindlich gegen Luft und Feuchtigkeit.Schließlich fällt auch auf, dass die maximale wTF-Asymmetrie eher gering ist;etwa 5–10 % fehlen.Dieser Effekt rührt höchstwahrscheinlich von ferromagnetischen (FM) Verunreinigungen her, die in Cr-Telluriden notorisch schwer zu vermeiden sind26,31.Zusätzlich könnte die mögliche Bildung von Myonium während der Messungen ebenfalls zum Asymmetrieverlust beitragen.Sowohl der Hintergrund als auch die fehlende Fraktion zeigen jedoch sehr schön eine der Stärken der \(\mu ^+\) SR-Technik, dh die Fähigkeit, verschiedene Volumenfraktionen diskret zu trennen.Ein weiteres einzigartiges Merkmal von \(\mu ^+\) SR ist die Fähigkeit, mikroskopische magnetische Eigenschaften unter echten Null-externen Feldern zu extrahieren.Dieses sogenannte Zero-Field (ZF)-Protokoll wurde für eine Reihe unterschiedlicher Temperaturen durchgeführt, wodurch wir die Entwicklung der Myon-Spin-Rotation und -Depolarisation beobachten konnten.Solche Eigenschaften stehen in direktem Zusammenhang mit der internen Magnetfeldverteilung der Probe (Spinordnung und -dynamik) und das erfasste ZF \(\mu ^+\) SR-Zeitspektrum bei Basistemperatur (\(T=2\) K) ist in Abb .2a für den Kurzzeitbereich.Hier sind die im Myonensignal sichtbaren deutlichen Oszillationen mit der Larmor-Präzession der Myonenspins verknüpft, deren Kreisfrequenz (\(\omega \) ) sich entsprechend dem lokalen Magnetfeld (von Modul B) ändert.Die Verteilung der Magnetfeldstärke im Gitter der Probe lässt sich über die direkte Proportionalitätsbeziehung \(\omega =\gamma _{{\upmu }}B\) (mit dem gyromangetischen Verhältnis der Myonen \(\frac{\gamma _{{ \upmu }}}{2\pi }=13,55342 [\frac{kHz}{Oe}]\) ).Die Zeitabhängigkeit der Spinpolarisation des ZF-Myons kann durch eine oder mehrere exponentiell relaxierende Schwingungsfunktionen beschrieben werden, die passend zu den Daten kombiniert werden (durchgezogene Linie in Abb. 2a).Genauer gesagt lautet die für die aktuellen ZF-Daten gewählte Fit-Funktion wie folgt:wobei \(A_0\) die anfängliche Asymmetrie des Myonzerfalls ist, \(P_{\textrm{ZF}}\) die Spinpolarisationsfunktion des Myons ist.Die Schwingung wird gut angepasst, indem eine einzelne Kosinusfunktion verwendet wird, wobei \(2\pi f_{\textrm{AF}} = \omega \) die Kreisfrequenz der Larmor-Präzession mit der Phase \(\phi _{\textrm{AF} ist }}\) .Nach Korrektur für die Durchführung der ZF-Messungen im spinrotierten Messmodus32 finden wir für alle aufgezeichneten Temperaturen \(\phi \approx 0^{\circ }\) .Eine Nullphase zeigt an, dass die magnetische Ordnung dem Kristallgitter entspricht.Darüber hinaus ist das Auftreten einer einzelnen Frequenz im Myonensignal ein klares Zeichen für das Vorhandensein einer einzelnen magnetischen Myonenstelle und höchstwahrscheinlich einer kollinearen AFM-Ordnung.\(\lambda _{\textrm{AF}}\) ist die exponentielle Relaxationsrate der Kosinusfunktion und \(A_{\textrm{tail}} \cdot e^{(-\lambda _{\textrm{tail}). }} t)}\) ist ein nichtoszillatorischer exponentieller Schweifterm, der normalerweise mit den Komponenten des internen Felds verbunden ist, die parallel zur anfänglichen Richtung der Myon-Spin-Polarisation sind.Die Temperaturabhängigkeit der Depolarisationsrate ist in Abb. 2b dargestellt.Die Zunahme des Wertes von \(\lambda_{\textrm{AF}}\) um \(T_{\textrm{N}}\) spiegelt die Spindynamik der lokalisierten Cr-Momente im System wider, was zu einer Verbreiterung führt der Feldverteilungsbreite an den Myonplätzen.Dieser Effekt wird in der Nähe eines magnetischen Phasenübergangs als kritisches Verhalten erwartet.(a) SR-Spektren im frühen Zeitbereich \(\mu ^+\) im Nullfeld (ZF) bei Basistemperatur.Die durchgezogene Linie ist eine Anpassung an die Funktion in Gl.(2).(b) Temperaturabhängigkeit der Depolarisationsrate (\(\lambda _{\textrm{AF}}\) ) des antiferromagnetischen Signals.(c) Temperaturabhängigkeit der Spinpräzessionsfrequenz des Myons (\(f_{\textrm{AF}}\) ).Die blaue durchgezogene Linie ist eine Anpassung von \(f_{\textrm{AF}}\)(T) an das Potenzgesetz der mittleren Feldtheorie in Gl.(3).Zum Vergleich ist auch die integrierte NPD-Intensität (F) des rein magnetischen Bragg-Peaks 1 0 1 bei Basistemperatur bzw. oberhalb des Übergangs aufgetragen (siehe auch Text/Abbildungen im Unterabschnitt „XRD- und NPD-Ergebnisse“ unten).Wenn die Temperatur ansteigt, wird die spontane Oszillation der Myon-Spin-Polarisation (die aus dem statischen internen Feld stammt, das mit der entsprechenden AFM-Ordnung verbunden ist) unterdrückt, bis nur noch die nichtoszillatorischen Komponenten des Signals übrig sind.Beim Erreichen von Temperaturen über \(T_{\textrm{N}}\) wird die Schwingung vollständig unterdrückt.Die Temperaturabhängigkeit der Präzessionsfrequenz des Myonenspins im Nullfeld [\(f_{\textrm{AF}}(T)\) ] ist proportional zum Ordnungsparameter des AFM-Übergangs und in Abb. 2c.Die durchgezogene Linie passt zum Potenzgesetz der mittleren Feldtheorie:Aus dem Fit lässt sich der Wert des kritischen Exponenten als \(\beta =0.36\pm 0.03\) extrahieren, was auf einen dreidimensionalen Ordnungsparameter hindeutet33.Folglich wird festgestellt, dass \(\hbox {LiCrTe}_2\) zur 3D-Heisenberg-AFM-Universalitätsklasse gehört.Diese Interpretation für das kritische Verhalten von LiCrTe2 stimmt mit der Neutronenbeugungsanalyse zur magnetischen Strukturbestimmung überein, die im folgenden Abschnitt vorgestellt wird.Dennoch könnte eine höhere Genauigkeit bei der Bestimmung von β durch zusätzliche magnetfeldabhängige Untersuchungen der isothermen Suszeptibilität, ähnlich der in Lit. 53 vorgestellten Methode, erreicht werden.Die Anpassung an Gl.(3) liefert auch einen Wert für \(T_{\textrm{N}}\approx 125\) K, der vollständig mit den Ergebnissen der wTF \(\mu ^+\) SR-Messungen übereinstimmt.Ein solcher Wert für \(T_{\textrm{N}}\) ist sehr unterschiedlich (höher) als der zuvor aus Massenmagnetisierungsmessungen berichtete, \(T_{\textrm{N}}\approx 71\) K26.Der Grund für eine solche Diskrepanz liegt höchstwahrscheinlich darin, dass die niedrigere \(T_{\textrm{N}}\), die bei Massenmagnetmessungen gefunden wurde, aus Daten geschätzt wird, die bei einem hohen extern angelegten Magnetfeld \(B=7\) T gewonnen wurden. Hier , zeigen die Messungen bei niedrigeren Feldern (\(B=1\) T) nur ein sehr breites Merkmal ohne den typischen AFM-Knick26.Ein solches Verhalten ist für 2D-AFM-Materialien bekannt, bei denen \(T_{\textrm{N}}\) oft durch die Verwendung komplementärer Techniken genau bestimmt werden muss (siehe Lit. 34,35).Die \(\mu ^+\) SR-Technik ermöglicht Studien magnetischer Eigenschaften bei sehr schwachen oder sogar null angelegten Feldern und bietet einen zuverlässigen Zugang zu Spinordnung/-dynamik sowie Übergangstemperatur, unabhängig von der Dimensionalität des untersuchten Systems.Diese Fähigkeit beruht auf der hohen Empfindlichkeit des Myons, lokale magnetische Umgebungen und schwache magnetische Momente zu untersuchen.Folglich sind wir aus unseren \(\mu ^+\) SR-Messungen in der Lage, die wahren intrinsischen magnetischen Eigenschaften von \(\hbox {LiCrTe}_2\) zu extrahieren und einen magnetischen Grundzustand in Form eines kollinearen AFM-Spins zu offenbaren Ordnung, die unter \(\hbox {T}_N=124,84\pm 0,15\) K festgelegt ist.Synchrotron-Röntgenbeugungsmuster (XRD) mit dem entsprechenden berechneten Muster resultierend aus der Rietveld-Verfeinerung unter Verwendung der Raumgruppe P\(\overline{3}\) m1 (#164) bei (a) \(T=300\) K und (b ) \(T=30\) K. (c) Verfeinerte Gitterparameter als Funktion der Temperatur (siehe auch Tabelle 1).Gestrichelte und gepunktete Linien zeigen dem Auge eine Änderung der Temperaturabhängigkeit (Steigung) bei der antiferromagnetischen Ordnungstemperatur \(T_{\textrm{N}}\approx 125\) K an. Der Einschub zeigt die Temperaturabhängigkeit des Trigonals Zellvolumen.Um die Spinstruktur robust zu bestimmen, ist es zunächst wichtig, eine detaillierte Kristallstruktur auch bei niedriger Temperatur zu haben.Die Kristallstruktur des Polykristalls \(\hbox {LiCrTe}_2\) wurde hier aus detaillierten Synchrotron-XRD-Daten für \(T=30{-}300\) K abgeleitet (siehe Abb. 3a,b).Wie von den \(\mu ^+\) SR-Daten erwartet, sind zusätzlich zur Hauptphase \(\hbox {LiCrTe}_2\) zwei Nebenphasen \(\hbox {Cr}_2 \hbox {Te}_3\) Fremdphasen mit leicht unterschiedlichen Gitterparametern wurden identifiziert und in der Verfeinerung effizient getrennt.Die Ausgangsstrukturparameter für die Verunreinigungsphasen \(\hbox {Cr}_2 \hbox {Te}_3\) wurden Lit. 36 entnommen.Die Hauptphase \(\hbox{LiCrTe}_2\) wurde mit Rietveld-Verfeinerung mit der trigonalen Raumgruppe P\(\overline{3}\) m1 (#164) modelliert.Eine wesentliche Verbesserung der Übereinstimmung zwischen den berechneten und experimentellen Mustern wurde durch Hinzufügen einer bevorzugten Orientierungskomponente entlang der reziproken Raumrichtung \({\textbf {c*}}\) erreicht.Dies ist im Allgemeinen sehr häufig (und wird sogar erwartet) in niedrigdimensionalen (hier 2D) Materialien.Neutronenbeugungsmuster mit dem entsprechenden berechneten Muster aus magnetischer und struktureller Verfeinerung bei (a) \(T=300\) K und (b) \(T=4\) K. Die magentafarbenen Pfeile im Tieftemperaturdiagramm markieren die Position der Magnetspitzen.Die gepunkteten Bereiche im Muster um 3 Å\(^{-1}\) und 3,5 Å\(^{-1}\) sind Bereiche, in denen sich unbekannte Störstellenreflexionen befinden.Diese Regionen wurden von der Verfeinerung ausgeschlossen.(c) Grafische Darstellung der Niedertemperatur-Kristallstruktur von \(\hbox {LiCrTe}_2\) entlang der Hauptachsen der Einheitszelle orientiert.(d) Grafische Darstellung der zwei möglichen antiferromagnetischen Spinstrukturen in \(\hbox {LiCrTe}_2\) .Die roten Pfeile repräsentieren die geordneten Cr-Momente.Hier ergibt \(\Gamma _3\) eindeutig eine viel bessere Übereinstimmung als \(\Gamma _6\) .Siehe auch Tabelle 2 für weitere Einzelheiten.Die Gitterparameter, Atompositionen und isotropen thermischen Verschiebungsparameter B, die sich aus der Rietveld-Verfeinerung der XRD-Daten ergeben, sind in Tabelle 1 zusammengefasst. Der Zuverlässigkeits-R-Faktor \(R_{B}\) ist ebenfalls angegeben, der niedrige Wert dieses Parameters ist ein Hinweis auf die Güte des Modells.Die Verfeinerung der Teilbesetzungen sowohl für die XRD- als auch für die NPD-Daten verbesserte die Übereinstimmung zwischen den gemessenen und berechneten Beugungsmustern nicht wesentlich und lieferte Werte, die sehr nahe an der idealen stöchiometrischen Probe liegen.Die entsprechenden vollständig besetzten kristallographischen Stellen sind in Tabelle 1 neben den Atomkoordinaten für jedes Element angegeben.Die vollständigen Temperaturabhängigkeiten der Gitterparameter sind in Abb. 3c dargestellt.Dabei zeigt die c-Achse einen Anstieg bei höheren Temperaturen, kompatibel mit einer zu erwartenden Wärmeausdehnung, während die a-Achse mit steigender Temperatur schrumpft.Dies könnte mit der 2D-Natur der Verbindung und/oder dem Unterschied von In-/Out-of-Plane-Spin-Wechselwirkungen zusammenhängen (siehe unten).Es ist jedoch klar, dass das Gittervolumen (Wärmeausdehnung) erwartungsgemäß mit höheren Temperaturen zunimmt (siehe Einschub in Abb. 3c).Interessanterweise gibt es bei der magnetischen Ordnungstemperatur \(T_{\textrm{N}}\approx 125\) K eine deutliche Steigungsänderung sowohl für die a- als auch für die c-Achse. Unterhalb von \(T_{\textrm{N}} }\) gibt es eine klare lineare T-Abhängigkeit (betont durch die gestrichelten Linien in Abb. 3c), die sich abrupt ändert, wenn die statische AFM-Ordnung bei höheren Temperaturen verschwindet (beachten Sie, dass die Kernstruktur/Raumgruppe im Ganzen gleich bleibt Temperaturbereich).Dies deutet auf eine starke Kopplung zwischen den magnetischen und den Gitterfreiheitsgraden in \(\hbox {LiCrTe}_2\) hin.Dies ist in der Tat sehr ähnlich zu dem, was zuvor für die eng verwandte \(\hbox {LiCrO}_2\)-Verbindung berichtet wurde13.Dies macht \(\hbox {LiCrTe}_2\) zu einem vielversprechenden Material, um Magnon-Phonon-Wechselwirkungen sowie magnetische Anregungen durch inelastische Röntgenstreuung (IXS) zu untersuchen (wie es für \(\hbox {LiCrO}_2 \) )13.Um die nukleare und magnetische Struktur der Probe bei niedriger und hoher Temperatur zu untersuchen, wurden Neutronenpulverdiffraktionsmuster (NPD) am Time-of-Flight (ToF)-Instrument iMATERIA gesammelt, dessen Design es ermöglicht, während der Messung einen großen Bereich im reziproken Raum zu erreichen einem einzelnen Streuwinkel mittels großer positionsempfindlicher Detektoren.Verschiedene Detektorbänke bieten unterschiedliche d-Bereiche (Q-Bereiche) mit sich allmählich ändernden Auflösungen (weitere Einzelheiten zu den Detektorbänken finden Sie im Abschnitt „Methoden“).Die Neutronenbeugungsmuster wurden bei \(T=300\) K und \(T=4\) K aufgenommen, aufgrund der Verfeinerung der Kristallstruktur beobachten wir bei sinkender Temperatur eine ähnliche (vgl. XRD-Daten) Abnahme des Wertes der c-Achse, was auf eine Verkürzung der Atomabstände zwischen Cr, Te und Li hindeutet, begleitet von einer Zunahme der a-Achse, was auf eine Zunahme der Abstände zwischen Cr-Atomen in der Ebene an den Ecken der Zelle hindeutet.Die magnetische Strukturverfeinerung wurde am 4 K-Beugungsmuster durchgeführt, um die detaillierte Spinstruktur des Polykristalls \(\hbox {LiCrTe}_2\) zu erhalten.Das Ergebnis der Verfeinerung ist in Abb. 4a, b mit einem Diagramm der Beugungsmuster (beobachtet und berechnet) bei hoher bzw. niedriger Temperatur dargestellt.Die Peaks der magnetischen Beugung, 100 bei \(Q=1.9\) Å\(^{-1}\) und 101 bei \(Q=2.3\) Å\(^{-1}\) sind im Tief deutlich sichtbar Temperaturbeugungsmuster (magentafarbene Pfeile in Abb. 4b).Eine graphische Darstellung der resultierenden Kristallstruktur ist auch in Fig. 4c gezeigt.Das berechnete Beugungsmuster enthält vier Phasen: eine nukleare und eine magnetische \(\hbox {LiCrTe}_2\)-Phase sowie die beiden kleinen \(\hbox {Cr}_2\hbox {Te}_3\)-Störstellen-Kernphasen (ferromagnetisch, \(T_{\textrm{c}}\approx 200\) K37,38).Die durch die Rietveld-Methode verfeinerte magnetische \(\hbox {LiCrTe}_2\)-Phase enthält ein einzelnes magnetisches Cr-Atom an ihrer kristallographischen Stelle.Der Skalenfaktor und die strukturellen Parameter wurden auf ihre Gegenstücke in der nuklearen \(\hbox {LiCrTe}_2\)-Phase beschränkt, um einen korrekten Wert für das magnetische Cr-Moment \(\mu _{\textrm{ Cr}}\) .Der magnetische Ausbreitungsvektor q zur korrekten Indizierung der temperaturabhängigen magnetischen Bragg-Reflexionen wurde mit der Software K-Search zu q = (0 0 1/2) bestimmt.Die möglichen irreduziblen Darstellungen der Ausbreitungsvektorgruppe \(G_k\) wurden aus der paramagnetischen Elternraumgruppe \(\textit{P}\overline{3}{} \textit{m}1\) und dem berechneten Ausbreitungsvektor q erhalten mit der Software BasIreps.Die resultierende reduzierbare Darstellung \(\Gamma \) war gegeben durch die direkte Summe zweier irreduzibler Darstellungen \(\Gamma _3\) \(\bigoplus \) \(\Gamma _6\) .Tabelle 2 zeigt die realen und imaginären Basisvektoren der beiden Darstellungen.Beachten Sie, dass \(\Gamma _3\) kollinear und \(\Gamma _6\) spiralförmig ist.Die magnetische Strukturverfeinerung mit IRrep \(\Gamma _3\) konnte die temperaturabhängigen magnetischen Merkmale des Beugungsmusters gut erfassen (\(R_{B ({\textrm{mag}})}=1.75\) %), während die Verfeinerung mit IRrep \(\Gamma _6\) kein gutes Ergebnis lieferte (\(R_{B ({\textrm{mag}})}>50\) %).Daher wurde die Darstellung \(\Gamma _3\) , entsprechend der Shubnikov-Gruppe \(P_c\overline{3}c1\) (#165.96), gewählt, um die Spinstruktur in polykristallinem \(\hbox {LiCrTe}_2\ ) .Eine graphische Darstellung der beiden möglichen IRreps ist in Fig. 4d dargestellt.Hier ist die vorgeschlagene magnetische Struktur (\(\Gamma _3\) ) für Polykristall \(\hbox {LiCrTe}_2\) kollinear antiferromagnetisch mit den Cr-Momenten parallel zur c-Achse.Die Cr-Momente sind innerhalb der ab-Ebene ferromagnetisch gekoppelt, während sie entlang der c-Achse antiferromagnetisch gekoppelt sind.Das reine Spin-Magnetmoment \(\mu _{\textrm{Cr}}\) wurde ebenfalls zu 2,36(1) \(\mu _B\) bestimmt.Dies ist deutlich niedriger als der ideale Nur-Spin-Wert des Moments für ein isoliertes \(\hbox {Cr}^{3+}\) -Ion (\(S = 3/2\) ) , der wie folgt berechnet werden kann : \(\mu _{3/2}\) = 2\(\sqrt{S(S+1)}\) = 3,87 \(\mu _B\) .Ferner beträgt der Wert des effektiven Moments, der zuvor aus magnetischen Massenmessungen berichtet wurde, 3,6 \(\mu _B\) 26 , was näher am Idealwert liegt.Es ist hier wichtig zu betonen, dass in einem magnetisch geordneten gebundenen System eine Verringerung des Werts des magnetischen Moments eines Übergangsmetallelements in Bezug auf seinen Idealwert auftreten kann39.Weiterhin ist auch bekannt, dass die geometrische Frustration versetzte magnetische Momente und eine Reduktion von \(\mu _{\textrm{Cr}}\) 20,21,40,41,42,43 verursacht.Eine solche Reduktion ist nicht immer erkennbar, wenn man das effektive Moment eines Systems aus dem paramagnetischen Bereich abschätzt, was bei \(\mu _{\textrm{Cr}}\) der Fall ist, das durch Massenmagnetmessungen abgeschätzt wird26.Die NPD-Methode ist andererseits in der Lage, nukleare und magnetische (oder sogar mehrere magnetische) Beiträge zu trennen und das geordnete Moment innerhalb der magnetischen Phase selbst bei einem angelegten Feld von Null direkt zu extrahieren.Folglich kann das in dieser Arbeit vorgestellte geordnete Moment in \(\hbox{LiCrTe}_2\) (\(\mu _{\textrm{Cr}}=2.36(1)~\mu _B\) ) als zuverlässig angesehen werden.Die detaillierten Parameter, die sich aus den nuklearen und magnetischen Verfeinerungen für \(\hbox {LiCrTe}_2\) bei verschiedenen Temperaturen ergeben, sind zusammen mit ihren jeweiligen R-Bragg-Übereinstimmungsfaktoren in Tabelle 3 zusammengefasst.Die beobachteten Profile stimmen gut mit den berechneten Modellen überein.Die Güte jedes Modells wird durch die Werte der Zuverlässigkeits-R-Faktoren unterstrichen, von denen keiner einige Prozent übersteigt.Die Magnet- und Kristallstruktur von \(\hbox {LiCrTe}_2\) wurde mit einem globalen Verfahren bestimmt, das die gleichzeitige Rietveld-Verfeinerung von Beugungsmustern von den 2 Detektorbänken unter Beibehaltung der Zellparameter, der Atompositionen und der Basisvektoren von beinhaltet das magnetische Moment als gemeinsame Parameter.Die magnetische Struktur \(\Gamma _3\) ist kompatibel mit einem Szenario von Super-Austausch-Wechselwirkungsmechanismen, die sowohl zwischen den Ebenen als auch innerhalb der Ebenen etabliert sind.Innerhalb der ab-Ebene stellt sich die ferromagnetische Austauschwechselwirkung zwischen den Cr-Atomen über die kantenverknüpften \(\hbox{CrTe}_6\)-Oktaeder ein, mit einem Wert von 92,34(3)\(^{\circ }\) für den Cr-Te-Cr-Winkel zwischen den beiden Cr-Atomen und dem gemeinsamen Chalkogen Te.Dieser Wert liegt nahe bei 90\(^{\circ }\), was nach den bekannten empirischen Goodenough-Kanamori-Anderson-Regeln für die magnetische Ordnung die ferromagnetische Anordnung der magnetischen Momente zweier Kationen durch die Superaustauschwechselwirkung begünstigt vermittelt durch das Anion am 90\(^{\circ }\)-Punkt zwischen ihnen30,44,45.Entlang der c-Achse wird die AFM-Anordnung der Cr-Magnetmomente außerhalb der Ebene durch Superaustauschwechselwirkungen durch zwei Te-Atome über den Pfad Cr-Te-Te-Cr vermittelt.An diesem Prozess sind zwei Anionen beteiligt, daher kann er nicht direkt mit den einfachen Goodenough-Kanamori-Anderson-Regeln beschrieben werden und führt zu einer viel schwächeren Kopplung zwischen den Schichten, wie auch in früheren Studien gezeigt wurde26.Schließlich diskutieren wir die Möglichkeit einer Konkurrenz zwischen einem direkten Cr-Cr-Austausch und dem hier vorgeschlagenen Cr-Te-Cr-Superaustauschmechanismus für die benachbarten Cr-Atome in der ab-Ebene.Da \(\hbox{Cr}^{3+}\)-Ionen eine elektronische Konfiguration mit halb gefüllten \(t_{2g}\)-Orbitalen haben, ist zu beachten, dass der direkte Austausch zu einer AFM-Kopplung der führen würde Cr dreht sich innerhalb der ab-Schicht.Die in dieser Arbeit erzielten Ergebnisse zeigen eine klare Dominanz der FM-Superaustauschwechselwirkung gegenüber dem direkten AFM-Austausch innerhalb der Cr-Schichten von \(\hbox {LiCrTe}_2\) (dh der ab-Ebene).Eine Konkurrenz zwischen den beiden Kopplungsmechanismen scheint daher bei diesem Material nicht stattzufinden.Dies stimmt mit den Beobachtungen von Rosenberg et al.46 überein, die einen minimalen kritischen Cr-Cr-Abstand von \(\approx \) 3.6 Å in den Cr-Schichten ternärer Chromchalkogenide für das Auftreten von FM-Kopplung identifizierten.Da der Cr-Cr-Abstand unter \(T_{\textrm{N}}\) in \(\hbox{LiCrTe}_2\) 3,967 Å > 3,6 Å beträgt, ist es sehr vernünftig, dass der FM-Mechanismus dominiert.Dies stimmt auch mit der Zunahme der a-Achse überein, die bei niedriger Temperatur in den XRD-Daten beobachtet wird, was aufzutreten scheint, um die FM-Wechselwirkung in der Ebene besser zu berücksichtigen.Um die Ergebnisse dieser Arbeit zusammenzufassen, präsentieren wir die erste detaillierte Studie des magnetischen Grundzustands in \(\hbox {LiCrTe}_2\) , in der wir erfolgreich die wahren intrinsischen Spineigenschaften aufdecken, vollständig losgelöst von jeglicher Störung durch ferromagnetische Verunreinigungen oder externe Felder.Die strukturellen und magnetischen Eigenschaften von polykristallinem \(\hbox {LiCrTe}_2\) wurden mit modernsten hochauflösenden experimentellen Techniken im großen Maßstab untersucht.Aus den Neutronenbeugungsmessungen wurde die magnetische Struktur von \(\hbox {LiCrTe}_2\) als kollinear antiferromagnetisch bestimmt, wobei die Cr-Momente in ferromagnetischen Schichten innerhalb der ab-Ebene orientiert und entlang der c-Achse antiferromagnetisch gekoppelt sind.Das Nur-Spin-Moment für das Cr-Atom \(\mu _{\textrm{Cr}}\) wurde zu 2,36(1) \(\mu _B\) bestimmt und die Superaustauschwechselwirkung als Kopplungsmechanismus für das Cr identifiziert Spin-Bestellung.Phys.Phys.Phys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarProz.Phys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Nat.Mater.Artikel ADS-CAS Google ScholarNat.Kommun.Phys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Rev. Lett.Phys.Rev. Lett.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Dürfen.Phys.Phys.Phys.Proz.Artikel ADS-CAS Google ScholarKommun.Phys.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.AuflösungPhys.Phys.Phys.Artikel ADS-CAS Google ScholarProz.Natl.Akad.Wissenschaft.Artikel ADS-CAS Google ScholarMater.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Phys.Phys.Phys.Artikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Artikel ADS-CAS Google ScholarAuflösungArtikel ADS-CAS Google ScholarArtikel ADS-CAS Google ScholarPhys.Proz.Artikel ADS-CAS Google ScholarArtikel ADS-CAS Google ScholarSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenSie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchenDie Autoren erklären keine konkurrierenden Interessen.Springer Nature bleibt neutral in Bezug auf Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Verwendung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, solange Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen nennen. 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