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Scientific Reports volumen 12, número de artículo: 14525 (2022) Citar este artículo

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Los metales de Kagome son un campo de juego apasionante para la exploración de fenómenos novedosos en la intersección de la topología, las correlaciones electrónicas y el magnetismo. La familia de imanes Kagome basados en FeSn en particular atrajo mucha atención por la simplicidad de la estructura cristalina en capas y la estructura de banda electrónica topológica sintonizable. A pesar de un progreso significativo en la comprensión de sus propiedades masivas, las estructuras magnéticas y electrónicas de superficie aún no se han explorado completamente en muchos de estos sistemas. En este trabajo, nos centramos en un metal kagome prototípico, FeSn. Utilizando una combinación de microscopía de efecto túnel de barrido polarizada y promediada por espín, proporcionamos la primera visualización a escala atómica de la estructura antiferromagnética en capas en la superficie de FeSn. En contraste con la estructura electrónica sintonizable en campo del material primo Fe3Sn2 que es un ferroimán, encontramos que la densidad de estados electrónica del FeSn es robusta a la aplicación de un campo magnético externo. Curiosamente, a pesar de la estructura de banda electrónica insensible al campo, el FeSn exhibe estados ligados ligados a impurezas específicas con grandes momentos efectivos que se acoplan fuertemente al campo magnético. Nuestros experimentos proporcionan información microscópica necesaria para el modelado teórico de FeSn y sirven como trampolín para mediciones polarizadas por espín de imanes topológicos en general.

Los materiales cuánticos compuestos de átomos dispuestos en una red de triángulos que comparten esquinas (red de Kagome) son una plataforma versátil para explorar fenómenos electrónicos en la intersección de la topología de bandas y las correlaciones electrónicas1,2,3,4,5,6,7,8. 9. Si bien el entusiasmo inicial detrás de estos sistemas surgió de la posibilidad de realizar fases líquidas de espín1,10, experimentos recientes revelaron una variedad de otras fases electrónicas novedosas que pueden surgir en una red de kagome en presencia de acoplamiento espín-órbita, curvatura de Berry no trivial. y/o magnetismo. Estos, por ejemplo, incluyen bandas planas topológicas11,12, fase de imán de Chern13, fase semimetálica de Weyl y arcos de Fermi14,15, y varias ondas de densidad16,17,18,19,20,21.

En la búsqueda de fenómenos electrónicos exóticos, la familia de imanes FexSny kagome ha sido de particular interés22,23,24,25,26,27,28,29,30,31. Los materiales de esta familia se caracterizan por la estructura de banda electrónica prototípica asociada con la red Kagome, que consiste en conos de Dirac en el límite de la zona de Brillouin y una banda plana sin dispersión24,25,27,28,30. Estos sistemas exhiben una estructura cristalina en capas compuesta de diferentes secuencias de capas kagome de Fe3Sn y capas de Sn en forma de panal apiladas a lo largo del eje c. Este orden de apilamiento influye directamente en el tipo de ordenamiento magnético emergente en el conjunto22,32,33. Por ejemplo, el Fe3Sn2, compuesto por bloques de construcción Fe3Sn–Fe3Sn–Sn, es ferromagnético24,25,30,31. Por otro lado, el FeSn, compuesto por capas alternas de Fe3Sn y capas de Sn, es un antiferromagnético en capas: los espines de Fe dentro de cada capa se alinean ferromagnéticamente, pero se acoplan antiferromagnéticamente entre capas adyacentes34 (Fig. 1a, h). A pesar de las estructuras magnéticas bien conocidas en general, el orden magnético en la superficie de los metales kagome a base de Fe y su capacidad de sintonización con perturbaciones externas aún no se ha investigado por completo. Establecer esto experimentalmente sería esencial por varias razones. En primer lugar, dada la simetría del cristal roto en la superficie, la estructura magnética puede ser diferente a la del resto. De hecho, se ha planteado la hipótesis de que la dicotomía entre el magnetismo de superficie y el magnetismo masivo ocurre en otros sistemas topológicos magnéticos35. En segundo lugar, la magnetización de la superficie puede conducir a la transición de fermiones de Dirac sin masa a masivos25, el último de los cuales en principio lleva un número de Chern no trivial. Como tal, la medición directa de las propiedades magnéticas en la superficie es muy deseable para una comprensión completa de estos materiales. Sin embargo, tales mediciones han sido difíciles de lograr en muchos de los imanes kagome hasta la fecha. En este trabajo, utilizamos espectroscopía y microscopía de efecto túnel de barrido polarizado por espín para visualizar la estructura antiferromagnética en capas en la superficie del metal kagome prototípico FeSn.

Estructura cristalina de FeSn y diferentes terminaciones superficiales. (a) Un esquema 3D de la estructura atómica de FeSn. (b) El esquema del plano ab de las dos posibles terminaciones superficiales: la capa kagome Fe3Sn y la capa hexagonal Sn. Las esferas azules (grises) en (a, b) representan átomos de Fe (Sn). (c, d) Topografías STM ampliadas de (c) la terminación de la superficie de Sn y (d) la terminación de la superficie de Fe3Sn. Los recuadros en (c, d) muestran la disposición de los átomos de la superficie en la parte superior del topógrafo. (e, f) Espectros dI/dV promedio adquiridos en (e) la superficie de Sn y (f) la superficie de Fe3Sn que se muestra en (c, d). (g) Una topografía STM que muestra islas de Sn (capa superior) sobre la superficie de Fe3Sn (capa inferior). (h) Un modelo 3D que muestra la estructura antiferromagnética en capas de FeSn. Las flechas roja y azul representan espines que están polarizados en el plano ab en direcciones opuestas. (i) Un corte de línea a través de una pequeña isla de Sn, que muestra la altura aparente del escalón Sn-Fe3Sn de 157 pm, que es un poco más pequeña en comparación con la altura esperada de 222 pm. Condición de configuración STM: (c) Iset = 600 pA, Vmuestra = 100 mV; (d) Iset = 800 pA, Vmuestra = − 60 mV; (e) Iset = 800 pA, Vmuestra = 400 mV, Vexc = 5 mV; (f) Iset = 800 pA, Vmuestra = 200 mV, Vexc = 2 mV.

El metal Kagome FeSn es un antiferroimán en masa (temperatura de Neel TN ≈ 370 K32) caracterizado por la simetría del grupo P6/mmm y una red hexagonal (a = 5,298 Å y c = 4,448 Å)36. Su estructura cristalina consta de capas alternas de Sn en forma de panal y capas de kagome de Fe3Sn (Fig. 1a, b). Dividimos cristales individuales a granel de FeSn en vacío ultraalto (UHV) y los insertamos inmediatamente en el cabezal STM donde se obtienen imágenes a 4,5 K (Métodos). Las topografías STM revelan ambas posibles terminaciones de superficie: panal Sn y kagome Fe3Sn (Fig. 1c, d). Si bien ambos exhiben una estructura hexagonal similar con una constante de red en el plano de ≈ 5,3 Å (Fig. 1c, d), se caracterizan por firmas espectroscópicas distintas: una con un pico espectral cercano a − 50 meV (Fig. 1e ) y el otro donde el pico está ausente (Fig. 1f). Identificamos cada terminación en función de lo siguiente. Primero, en la Fig. 1c, podemos discernir claramente los átomos dispuestos en una red de panal, que es consistente con los átomos individuales en la capa completa de Sn (recuadro en la Fig. 1c) y cualitativamente similar a las topografías STM de estaneno de una sola capa. En segundo lugar, también se ha informado que se producen superposiciones parciales de Sn en la parte superior de la capa de kagome, como la que se ve en la Fig. 1g, i, en CoSn38 isoestructural, lo que apunta nuevamente hacia la terminación más alta que de hecho es la capa de Sn.

Primero exploramos la terminación de la superficie de Sn, que hemos observado predominantemente en nuestras mediciones. Nos centramos en una región que abarca dos terrazas de Sn a través de un paso de celda unitaria (Fig. 2a, b). Usando una punta STM convencional (promediada por giro), encontramos que ambas terrazas muestran espectros dI/dV idénticos (Fig. 2c, d). Para evaluar si la estructura de la banda electrónica cambia con el campo magnético B aplicado, como suele ocurrir en los materiales magnéticos25,39, repetimos la medición dI/dV en función del campo magnético fuera del plano. No encontramos diferencias entre los espectros dI / dV de campo cero y los adquiridos en un campo magnético de ± 4 T (el signo menos denota la inversión del campo magnético aplicado en antiparalelo al eje c) (Fig. 2e). Para descartar el escenario improbable de que el proceso de escisión afecte las propiedades de la superficie de FeSn, demostramos la misma ausencia de sintonizabilidad del campo magnético de los espectros dI/dV en películas delgadas de FeSn de cosecha propia sintetizadas mediante epitaxia de haz molecular (Figura complementaria 1).

Ausencia de sintonizabilidad de la estructura de la banda electrónica con el campo magnético. (a) Topografía STM a través de un escalón entre dos terrazas de Sn. (b) Esquema del paso en (a) con un perfil topográfico a lo largo de la línea naranja en (a). (c) Gráfico en cascada de espectros dI/dV a lo largo de la línea naranja en (a), que muestra la uniformidad de los espectros lejos del borde que parecen indistinguibles en ambas terrazas. (d) Espectros dI/dV promedio en las dos terrazas en (a), superponiéndose casi exactamente. (e) Espectros dI/dV promedio adquiridos en las terrazas superiores en (a) bajo un campo magnético de 0 T y ± 4 T aplicado perpendicular a la superficie de la muestra. Los tres espectros nuevamente parecen indistinguibles. Condición de configuración STM: (a) Iset = 10 pA, Vmuestra = 1 V; (c – e) Iset = 800 pA, Vmuestra = 200 mV, Vexc = 2 mV.

El orden magnético en FeSn eleva la degeneración de las bandas electrónicas, lo que lleva a bandas mayoritarias y minoritarias de espín que se pueden observar en ambas terminaciones de la superficie40. Debido al acoplamiento antiferromagnético entre capas adyacentes apiladas a lo largo del eje c (Fig. 1h), las bandas mayoritarias y minoritarias de espín deberían, en principio, "cambiar" entre capas adyacentes. Sin embargo, como se muestra en la Fig. 2, el STM convencional no puede resolver la diferencia en la densidad de estados entre terrazas no equivalentes. Para explorar la textura del espín con más detalle, utilizamos STM (Métodos) polarizados por espín, una herramienta valiosa para obtener imágenes resueltas por espín en el espacio real de varios antiferroimanes, como metales a base de Fe, incluidos los superconductores41,42,43,44, Ir. -óxidos de base45,46 y Cr47,48 y Mn49 elementales. Nuevamente ubicamos una región con varios pasos consecutivos, cada uno entre capas de Sn adyacentes, y adquirimos un perfil de línea dI/dV a través de los pasos (Fig. 3a, b). Para facilitar la discusión, etiquetamos cada terraza con números enteros consecutivos, comenzando con 1 en la terraza más baja. Encontramos que los espectros dI/dV promedio adquiridos en terrazas indicadas por números pares son todos idénticos, pero marcadamente diferentes de los espectros adquiridos en terrazas impares (Fig. 3c). En particular, el pico espectral con energía negativa exhibe un pronunciado cambio de peso espectral entre los dos tipos de terrazas. Esta tendencia está presente en todos los pasos fotografiados y puede visualizarse como la variación sistemática en la conductancia diferencial en energías negativas (Fig. 3d, g). Dado que los espectros dI/dV adquiridos utilizando una punta de espín promediado no muestran diferencias entre pasos consecutivos, la diferencia observada aquí puede entenderse como una consecuencia de la tunelización polarizada por espín. En principio, para una distancia fija entre la punta y la muestra, la corriente de tunelización dependerá de la superposición entre la dirección de giro de la punta y la de la muestra50. En nuestro experimento, como la orientación de giro de la punta sigue siendo la misma en todas las terrazas, la dirección de giro de la muestra tiene que ser diferente entre las terrazas adyacentes (Fig. 3f), lo que se refleja en el espectro dI/dV medido. La variación sistemática de los espectros dI / dV es consistente con la estructura antiferromagnética en capas esperada, donde las terrazas vecinas compensadas por una altura de escalón de celda unitaria completa deberían tener espines polarizados en direcciones opuestas en el plano ab (Fig. 1h). Esta interpretación se ve confirmada aún más por la dependencia del campo magnético, donde la diferencia entre los dos tipos de terrazas se invierte a medida que el campo externo "invierte" el giro de la punta (Fig. 3e). Observamos que, de manera similar a experimentos SP-STM anteriores41,45,46, la punta STM polarizada por espín probablemente tenga componentes de espín tanto dentro como fuera del plano, y el campo magnético fuera del plano utilizado en nuestros experimentos sirve para invertir la polarización de giro de la punta STM. Los espines de muestra que se encuentran en el plano34 no se ven afectados en gran medida por los campos magnéticos relativamente pequeños utilizados en nuestro trabajo, ya que se estima que el campo de saturación de FeSn es enorme, alrededor de 300 T40. Nuestras mediciones SP-STM establecen la existencia de antiferromagnetismo en capas en la superficie de FeSn, consistente con el orden antiferromagnético general.

Imágenes polarizadas por espín de la estructura antiferromagnética en capas de la capa de Sn. (a) Topografía STM de una región que contiene alturas de escalón de 7 celdas unitarias utilizando una punta STM polarizada por giro. (b) Un perfil de línea topográfica a lo largo de la línea negra en (a). Las flechas roja y azul en (b) indican los giros en cada paso. (c) Espectros dI/dV promedio tomados en pasos pares (curvas rojas) e impares (curvas azules) en (a) bajo un campo magnético de −8 T aplicado perpendicular a la superficie. Tenga en cuenta que la primera, tercera y séptima capa tienen exactamente el mismo espectro (el azul); las capas 2, 4 y 6 también comparten el mismo espectro (el rojo). (d) La altura del pico espectral a ~ − 50 meV en función del número de capa marcado en (b). La flecha amarilla representa la polarización de giro de la punta, mientras que las flechas azul y roja representan la polarización de giro de capa impar y de capa par, respectivamente. (e) Altura del pico espectral trazada en función de la magnitud del campo magnético aplicado para la sexta capa (roja) y la séptima capa (azul). (f) Un modelo 3D para mostrar la relación espacial entre la punta polarizada por espín y los espines de muestra. (g) El panel superior es un mapa dI/dV en los 7 pasos con una configuración de polarización de −26 mV (la misma región que el rectángulo discontinuo en el panel (a)); el panel inferior es un corte de línea del espectro dI/dV tomado en la misma región. Condición de configuración STM: (a) Iset = 10 pA, Vmuestra = 400 mV; (c, e, g) Iset = 800 pA, Vmuestra = 200 mV, Vexc = 2 mV.

Para demostrar que este comportamiento no se limita a una única terminación de superficie, mostramos espectros dI/dV adquiridos sobre las terrazas superficiales de Kagome Fe3Sn observadas ocasionalmente (Fig. 4). Los espectros dI / dV adquiridos utilizando una punta STM polarizada por espín en los pasos consecutivos de Fe3Sn muestran diferencias espectrales pronunciadas entre ellos en todo el rango de energía fotografiado (Fig. 4d). Esto contrasta con la terminación Sn, donde la diferencia en la densidad de estados integrada polarizada por espín ocurre principalmente en el lado negativo, pero los espectros dI / dV en energías positivas parecen casi indistinguibles (Fig. 4c).

Imágenes polarizadas por espín de diferentes terminaciones de superficie. (a) Topografía STM que muestra terrazas consecutivas de Sn – Fe3Sn – Sn – Fe3Sn. (b) Perfil topográfico a lo largo de la línea blanca indicada en (a). (c, d) Espectros dI/dV promedio adquiridos en las terminaciones no equivalentes (c) Sn y (d) Fe3Sn. Condiciones de configuración de STM: (a) Iset = 200 pA, Vmuestra = − 45 mV; (c, d) Iset = 600 pA, Vmuestra = 100 mV, Vexc = 2 mV.

Es interesante observar que la superficie de los monocristales escindidos de FeSn también muestra varios tipos de impurezas con firmas espaciales distintas (Fig. 5a): doblemente simétrica (etiquetadas A, B y C), simétrica C3 (etiquetada como D) o C6-simétrico (etiquetado como E). Según la posición de la celda dentro de la unidad con respecto a los átomos de la superficie de Sn, podemos identificar las impurezas A, B y C que ocurren en el sitio Fe, mientras que D y E ocurren en el sitio Sn (Fig. 5b). La ubicación del sitio de Fe de los defectos A, B y C explicaría naturalmente la firma simétrica de C2 debido a la doble simetría de la disposición atómica alrededor de este sitio de Fe en particular que se comparte entre dos triángulos vecinos (Fig. 5b). Observamos que esta firma electrónica doble no es indicativa de una fase nemática, vista en el sistema primo Kagome Fe3Sn225, ya que la firma espacial gira en múltiplos de 120° para diferentes impurezas (ver diferente orientación de A, B y C en la Fig. 5a), sino simplemente una consecuencia de la estructura cristalina. Además de la señal electrónica doble, la impureza A muestra estados ligados ubicados muy cerca de la energía cero (Fig. 5c, d, g). Estos pueden modularse mediante la aplicación de un campo magnético externo a través del nivel de Fermi para un rango moderado de valores de campo utilizados en nuestro experimento (Fig. 5e, f). Curiosamente, los estados ligados evolucionan en diferentes direcciones a medida que se invierte la dirección del campo magnético, lo que indica un momento local fijo independientemente de la dirección del campo (Fig. 5e, f). Anteriormente se han informado estados de impurezas sintonizables en campo en sitios defectuosos en el imán Kagome Co3Sn2S251,52. Sin embargo, a diferencia de los estados unidos en Co3Sn2S2, los estados unidos sintonizables en campo observados en FeSn están muy cerca del nivel de Fermi.

Impurezas y estados ligados sintonizables en campo. (a) Topografía STM de la superficie de Sn que contiene varios tipos de impurezas etiquetadas con diferentes letras. (b) Ampliaciones de las impurezas individuales rodeadas por un círculo en (a) con la estructura reticular superpuesta. (c) Un corte de línea tomado a través de un centro de impureza tipo A a lo largo de su eje de simetría mayor que se muestra en (d). (d) Una topografía de impureza tipo A. (e) espectros dI/dV tomados de las resonancias brillantes a ambos lados del centro de la impureza A bajo campos magnéticos de -6 a 8 T aplicados perpendicularmente a la muestra (el signo menos indica la inversión de la dirección del campo magnético). ( f ) Posiciones de los picos ajustados en (e) representadas en función del campo magnético. La pendiente extraída de esta dispersión lineal es 8,64 ± 0:86 μB. (g) Mapa dI/dV a 0 mV de la impureza A en (a). Condiciones de configuración de STM: (a, b) Iset = 100 pA, Vmuestra = 20 mV; (c – g) Iset = 600 pA, Vmuestra = 100 mV, Vexc = 3 mV.

Nuestros experimentos SP-STM revelan modulaciones escalonadas de los espectros dI/dV a través de terrazas superficiales consecutivas, consistentes con una estructura antiferromagnética en capas robusta de FeSn que persiste en la superficie. Observamos que es difícil identificar de manera concluyente las características espectrales en los espectros dI/dV en relación con bandas electrónicas particulares dada la complejidad de la estructura de la banda27, y esto está más allá del alcance del presente artículo. Dado que los cálculos teóricos indican la presencia de varias singularidades de Van Hove en las proximidades del nivel de Fermi27, es concebible que el pico en dI/dV alrededor de −50 meV en la Fig. 2 pueda atribuirse a una singularidad de Van Hove, pero se seguirá trabajando Será necesario dilucidar esto. Consideramos que es poco probable que el origen de este pico espectral se deba a una banda plana, ya que la banda plana se encuentra a más de 200 meV por debajo del nivel de Fermi27. También podemos descartar estados unidos a impurezas ya que los espectros dI / dV son espacialmente extremadamente homogéneos (Fig. 2c). Mencionamos además que, aunque el plano Kagome está ubicado debajo de la capa de Sn, los cálculos de la estructura de bandas dependientes de la terminación y las mediciones ARPES27 indican que algunas bandas de Fe aún deberían ser detectables en la terminación de Sn. Encontramos que la estructura de la banda electrónica es en gran medida insensible a la aplicación de un campo magnético moderado fuera del plano, en contraste con el primo ferromagnético Fe3Sn2, donde la estructura de la banda electrónica evoluciona rápidamente con el campo a medida que los momentos magnéticos giran fuera del plano25. La insensibilidad al campo de la estructura de la banda observada aquí también es diferente de otro antiferroimán kagome YMn6Sn6, donde el campo magnético conduce a una renormalización de la banda inducida por el campo continuo53 atribuida a una combinación de inclinación del espín y magnetización orbital. Esto podría sugerir que estos efectos son insignificantes en FeSn. A pesar de la insensibilidad de la estructura de la banda al campo magnético, revelamos que ciertas impurezas del sitio de Fe albergan estados ligados sintonizables por el campo magnético, cambiando a energías más altas independientemente de la dirección del campo magnético. La capacidad demostrada de desviar la energía de estos estados límite a través del nivel de Fermi podría aprovecharse en mediciones de transporte si se induce una densidad suficiente de impurezas durante el proceso de crecimiento.

Los monocristales a granel de FeSn se cultivan mediante el método de autoflujo. El Fe (pieza) y el Sn (granalla) de alta pureza se colocaron en crisoles de corindón y se sellaron en tubos de cuarzo con una proporción de Fe:Sn = 2:98. El tubo se calentó a 1273 K y se mantuvo allí durante 12 h, luego se enfrió a 823 K a una velocidad de 3 K/h. El fundente se eliminó mediante centrifugación y se pueden obtener cristales brillantes con un tamaño típico de aproximadamente 2 × 2 × 5 mm3.

Los monocristales de FeSn se escinden en UHV con una presión de aproximadamente 10 a 10 Torr y se insertan inmediatamente en la cabeza del STM. Para mediciones promediadas por espín, utilizamos una punta W grabada químicamente y recocida al vacío para eliminar la capa de óxido de la superficie. Para crear puntas polarizadas por espín, comenzamos con el mismo cable W grabado, pero lo entrenamos en la superficie de la muestra de FeSn mediante escaneo rápido y pulsos de polarización. En última instancia, la punta puede polarizarse por espín, probablemente al recoger uno o más átomos magnéticos de la superficie de la muestra. Para demostrar que la punta está realmente polarizada por espín, probamos la punta en la superficie escindida del monocristal de FeTe después de completar las mediciones en FeSn (Figura complementaria 2). Si la punta está polarizada por espín, mostrará una firma en forma de franja de orden antiferromagnético en FeTe, como se informa, por ejemplo, en las Refs.41. Como se muestra en la Fig. S2, nuestra punta polarizada por espín muestra la modulación de franja deseada relacionada con el antiferromagnetismo subyacente en FeTe. Las puntas que creamos de esta manera son "ferromagnéticas": la polarización puede invertirse mediante un campo magnético externo. Probamos esto mediante la dependencia de las topografías STM en el campo magnético externo aplicado perpendicular a la superficie de la muestra. Por ejemplo, las topografías STM adquiridas con una punta de este tipo casi no muestran diferencias en el campo magnético de 0 y −1 T (la punta tiene la misma polarización en ambos campos), pero exhiben un “desplazamiento” de franja entre 1 T y 0 T (la dirección de polarización de la punta es “volteada”), lo que demuestra que la punta W está realmente polarizada por espín (Figura complementaria 2).

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles en el repositorio de Zenodo, https://doi.org/10.5281/zenodo.6456564. Todos los demás datos que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Descargar referencias

IZ agradece el apoyo del DOE Early Career Award DE-SC0020130 para mediciones STM con polarización de espín. ZW agradece el apoyo del Departamento de Energía de EE. UU., la subvención de Ciencias Energéticas Básicas No. DE-FG02-99ER45747 y el Premio Cottrell SEED No. 27856 de Research Corporation for Science Advancement. HCL recibió el apoyo del Programa Nacional Clave de Investigación y Desarrollo de China (Subvención No. 2018YFE0202600), la Fundación de Ciencias Naturales de Beijing (Subvención No. Z200005) y el Laboratorio Nacional de Física de la Materia Condensada de Beijing.

Departamento de Física, Boston College, Chestnut Hill, MA, 02467, EE. UU.

Hong Li, He Zhao, Zheng Ren, Shrinkhala Sharma, Ziqiang Wang e Ilija Zeljkovic

Departamento de Física y Laboratorio Clave de Materiales Funcionales Optoelectrónicos y Micronanodispositivos de Beijing, Universidad Renmin de China, Beijing, 100872, China

Qiangwei Yin, Qi Wang y Hechang Lei

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

Los experimentos STM y el análisis de datos fueron realizados por HL, HZQW y QY sintetizaron y caracterizaron monocristales en masa de FeSn bajo la supervisión de películas delgadas de FeSn sintetizadas con HCLZR y SS. ZW proporcionó aportaciones teóricas sobre la interpretación de los datos. HL e IZ escribieron el artículo, con el aporte de todos los autores. IZ supervisó el proyecto.

Correspondencia a Ilija Zeljkovic.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Li, H., Zhao, H., Yin, Q. et al. Imágenes polarizadas por espín de la estructura antiferromagnética y estados unidos sintonizables de campo en el imán kagome FeSn. Informe científico 12, 14525 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-18678-8

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Recibido: 10 de abril de 2022

Aceptado: 17 de agosto de 2022

Publicado: 25 de agosto de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-18678-8

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