Мы рады представить расширение линейки оборудования для метрологии поверхности — спектральный автоматический эллипсометр MUL-S, построенный на базе платформы 6-го поколения.

Новая модель вобрала в себя все лучшие решения предыдущих линеек, но при этом совершает качественный скачок в скорости измерений, спектральном охвате и механической точности. MUL-S позиционируется как ультимативное решение для задач, где требуется характеризация сложных многослойных, анизотропных и ультратонких структур в полупроводниковой промышленности, фотонике и передовых научных исследованиях.

Внешний вид эллипсометра MUL-S

Ключевые технологические прорывы

1. Спектральный диапазон 193–1690 нм в базовой комплектации

В отличие от предыдущих моделей, где ультрафиолетовый и ближний инфракрасный диапазоны часто требовали докупки дополнительных опций, MUL-S обеспечивает непрерывное покрытие от глубокого УФ до ближнего ИК «из коробки». Это достигнуто за счет применения композитного дейтериево-галогенного источника света и установки двух независимых детекторов: вакуумной ПЗС-матрицы с TE-охлаждением (193–1000 нм) и спектрометра на базе InGaAs (950–1690 нм).

2. Экстремальная скорость и нанометровая чувствительность

Благодаря новаторской технологии обнаружения срабатывания модульной решетки, сбор одного спектрального сигнала теперь занимает всего 5 мс. Полное комплексное измерение и анализ в одной точке (включая автофокус и подбор интенсивности) уложены в 2 секунды. При этом прибор способен регистрировать покрытия толщиной от 0,01 нм, что позволяет уверенно работать со слоями естественного оксида. Абсолютная точность определения толщины составляет ±5 Å, а показателя преломления — ±0,01 (для 100 нм SiO₂).

3. Эллипсометрия Мюллера для сложных материалов

В приборе реализована опциональная возможность измерения всех 15 нормализованных элементов матрицы Мюллера. Это критически важно для корректного анализа деполяризующих, оптически анизотропных и сложных периодических наноструктур, с которыми классическая эллипсометрия (Ψ и Δ) справляется лишь частично.

Эволюция оптики и механики: чем MUL-S отличается от предыдущих поколений

Для инженеров, знакомых с линейкой MUL, новые параметры механики и оптики MUL-S предложат решение ряда «узких мест», характерных для классических схем:

• 9-осевое управление и прецизионный гониометр: Количество управляемых осей увеличено с 7 до 9. Автоматический гониометр теперь работает в диапазоне 45°–90°, а главное — отклонение луча строго контролируется и составляет <0,03° (в 10 раз лучше, чем <0,3° в базовых автоматических моделях прошлого поколения). Все оптические элементы (поляризаторы и компенсаторы) оснащены абсолютно кодированной фиксацией с функцией компенсации запрещенной зоны, что исключает накопление механических ошибок.
• Защита от паразитных отражений: Диаметр измерительного пятна уменьшен до ≤100 мкм (вместо стандартных 200 мкм), а в оптический тракт введена выходная щель 100 мкм. Эта связка позволяет физически разделять сигналы, отраженные от передней и задней поверхностей прозрачных и полупрозрачных подложек, исключая артефакты при измерении.
• Программируемая оптика: Система интегрирует двойные суперахроматические компенсаторы с четвертьволновой задержкой. Двойная структура может свободно переключаться программно, адаптируясь под конкретную задачу без вмешательства оператора.

Интеллектуальная электроника и ПО

• Аппаратная часть дополнена продвинутой электроникой:
  Внедрена функция глобальной коррекции линейности спектра, гарантирующая высокую точность даже в нелинейных областях.
• Усилена защита от статических помех, что критично при работе в условиях чистых комнат и полупроводниковых производств.
• Добавлены 64 набора памяти EEPROM в самом спектрометре для пакетной передачи данных без потерь времени.
• Программное обеспечение (Windows 11) поддерживает интеграцию с MES, имеет 3 уровня доступа (Оператор, Инженер, Сервис) и включает расширенные модели дисперсии (Селлмейера, Коши, Друде, Лоренца, Гаусса, критических точек), а также анализ вертикального градиента показателя преломления.

Фото программного обеспечения системы

Резюме

Сравнительная таблица эллписометров серии MUL

MUL-S — это не просто обновление модельного ряда, а переход на новый стандарт автоматической эллипсометрии. Прибор закрывает потребности лабораторий, которым ранее приходилось комбинировать несколько устройств для УФ, видимого и ИК-диапазонов, или мириться с компромиссами в скорости картирования больших площадей (X-Y столик с ходом 200 мм и точностью 5 мкм).

Сообщение Расширение линейки эллипсометров: модель MUL-S с диапазоном 193–1690 нм появились сначала на ЭМТИОН.

Впервые получено прямое спектроскопическое свидетельство резонанса плоских зон в кагоме-металле CsCr₆Sb₆. С помощью фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением (ARPES) установлено сосуществование плоских и дисперсионных зон вблизи уровня Ферми, а при охлаждении ниже температуры Нееля (T_N ≈ 72 К) — выраженное нарастание спектрального веса и гибридизация этих зон. Обнаруженный резонанс отличается от классического поведения решётки Кондо: он синхронизирован с возникновением ближнего антиферромагнитного порядка, а не предшествует ему.

О чём эта работа

Взаимодействие локализованных и делокализованных электронов лежит в основе многих коррелированных и топологических квантовых состояний. Решётка кагоме — идеальная платформа для их изучения: она одновременно поддерживает плоские зоны (локализованные состояния) и дисперсионные зоны (делокализованные состояния). Однако прямых спектроскопических данных об их динамической связи до сих пор не хватало.

Авторы работы восполняют этот пробел — на примере нового двуслойного кагоме-металла CsCr₆Sb₆.

Три типа резонанса плоских зон

Системы с сосуществованием локализованных и делокализованных электронов делятся на три класса.

• Тип I — атомные плоские зоны: локализованные 4f/5f-электроны взаимодействуют с электронами проводимости. Классический пример — системы тяжёлых фермионов на основе Ce, Yb, U, где конкуренция взаимодействий РККИ и Кондо порождает квантовые критические точки и нетрадиционную сверхпроводимость.
• Тип II — ван-дер-ваальсовые сверхрешётки: резонанс возникает либо через муаровую интерференцию, либо из прямой комбинации локальных и делокализованных компонент (например, MoTe₂/WSe₂, 1T-TaS₂/1H-TaS₂). Высокая настраиваемость, но сложность изготовления.
• Тип III — геометрическая фрустрация: плоские зоны генерируются через квантовую геометрическую фрустрацию в специальных решётках (кагоме, Либа, кубиков). Широко доступны, хорошо поддаются настройке через легирование, давление и электростатический затвор. Именно для этого типа экспериментальное свидетельство резонанса плоских зон до настоящей работы отсутствовало.

Почему CsCr₆Sb₆?

Соединение CsCr₆Sb₆ одновременно удовлетворяет всем необходимым критериям для наблюдения резонанса плоских зон в кагоме-системе.

Кристаллическая структура CsCr₆Sb₆: двуслойные блоки кагоме Cr₃Sb, разделённые слоями Cs, с указанием расстояний d₁ (между билоями) и d₂ (между ближайшими атомами Cr)

Сравнение отношения d₁/d₂ для различных кагоме-материалов; CsCr₆Sb₆ выделяется наибольшим значением, указывающим на идеальную двумерность

• Двуслойная структура кагоме: CsCr₆Sb₆ состоит из двуслойных блоков Cr₃Sb, разделённых слоями сурьмы и цезия. Расстояние между соседними двуслоями (d₁ = 11,559 Å) примерно в 4 раза превышает расстояние между ближайшими атомами Cr (d₂). Такое соотношение d₁/d₂ — наибольшее среди всех экспериментально изученных кагоме-материалов, что обеспечивает исключительную двумерность плоских зон.
• Большой коэффициент Зоммерфельда: свидетельствует о наличии вблизи уровня Ферми плоской зоны с большой эффективной массой.
• Ближний антиферромагнитный порядок без дальнодействующего упорядочения: локальные магнитные моменты присутствуют, но не образуют дальний порядок — именно то, что необходимо для реализации резонанса Кондо-типа.

Удельное электросопротивление CsCr₆Sb₆ как функция температуры с логарифмическим ростом при охлаждении и слабым изломом при TN ≈ 72 К

Электронная структура: сосуществование плоских и дисперсионных зон

Измерения ARPES с вариацией энергии фотонов от 30 до 100 эВ показывают, что поверхности Ферми вблизи уровня Ферми не проявляют заметной дисперсии по k_z — прямое подтверждение двумерной природы состояний. В плоскости k_x–k_y выявлены электронные карманы α и β в точках Γ̄ и M̄ соответственно, а также дырочный карман γ вблизи K̄.

поверхность Ферми CsCr₆Sb₆ в плоскости kx–ky при hν = 54 эВ: центральное пятно в точке Γ̄ и шесть эллиптических особенностей вокруг точки M̄

Зонная структура вдоль M̄–Γ̄–K̄–M̄ при суммировании LH и LV поляризаций; плоские зоны при энергиях связи ~0 и −1 эВ

Плоские зоны трудно различимы при стандартных условиях съёмки из-за матричных элементов фотоэмиссии. При суммировании данных с линейно горизонтальной (LH) и линейно вертикальной (LV) поляризацией плоские зоны отчётливо проявляются на энергиях связи ~0 и −1 эВ. Таким образом, в CsCr₆Sb₆ зафиксировано сосуществование локализованных и делокализованных состояний вблизи уровня Ферми.

Резонанс плоских зон: температурная эволюция

Ключевой спектроскопический признак резонанса плоских зон — нарастание спектрального веса вблизи уровня Ферми при охлаждении, аналогичное поведению тяжёлых фермионов. Температурные измерения ARPES раскрывают именно такую картину.

Карты интенсивности ARPES и их вторые производные вблизи точки Γ̄ при температурах 12, 35, 55, 75, 92 К; при 12 К отчётливо видны три особенности плоских зон f1, f2, f3, исчезающие выше TN

• При 92 К (выше T_N): виден только размытый сигнал дна кармана α. Плоские зоны не разрешаются.
• При охлаждении ниже T_N: появляются три отчётливые особенности плоских зон (f1, f2, f3). В кривых распределения по энергиям (EDC) при 12 К — узкий когерентный пик чуть ниже уровня Ферми, сателлитный пик на −56 мэВ и горб около −100 мэВ.
• Обратимость: термоциклирование подтвердило воспроизводимость: после нагрева выше T_N и повторного охлаждения до 12 К все три особенности возникают снова — исключая деградацию поверхности как возможный артефакт.

EDC при различных температурах; при 12 К когерентный пик (синяя стрелка), сателлитный пик (оранжевая) и горб (чёрная); при 92 К — одиночный широкий пик

Сравнение EDC в точке Γ̄ при разных температурах; когерентный пик исчезает выше 75 К

Связь резонанса с антиферромагнетизмом: отклонение от модели Кондо

Температурная зависимость спектрального веса когерентного пика f1 обнаруживает резкое подавление непосредственно выше температуры начала ближнего антиферромагнитного порядка. Производная удельного сопротивления по температуре фиксирует излом при той же температуре ≈72 К.

Температурная зависимость спектрального веса когерентного пика (красная кривая) и производной сопротивления dρ/dT (синяя кривая); оба обнаруживают перелом при TN ≈ 72 К

Схема резонанса плоских зон в CsCr₆Sb₆: двуслойные блоки кагоме порождают дублеты плоских зон; ниже TN — синглеты Кондо и резонанс, выше TN — усиленные спиновые флуктуации подавляют гибридизацию

В классических системах тяжёлых фермионов резонанс Кондо возникает задолго до температуры антиферромагнитного упорядочения и не разрушается длинноволновыми флуктуациями. В CsCr₆Sb₆ ситуация принципиально иная: резонанс синхронизирован с появлением ближнего антиферромагнитного порядка при T_N. Авторы объясняют это усиленными спиновыми флуктуациями, характерными для решётки кагоме: они разрушают синглеты Кондо выше T_N, а ниже T_N стабилизация локальных магнитных моментов ближним порядком, напротив, открывает путь для гибридизации.

Расчёты DFT+DMFT воспроизводят плоские зоны вблизи уровня Ферми и подтверждают их преимущественный вклад от орбиталей Cr 3d — в отличие от соединений типа AT₃Sb₅, где доминируют иные каналы.

Орбитально-разрешённая зонная структура CsCr₆Sb₆ по данным расчёта DFT; цветовая шкала показывает вклад орбиталей Cr 3d

Почему не поляроны?

Альтернативное объяснение наблюдаемых спектральных особенностей через электрон-фононное взаимодействие (поляроны) авторы исключают по двум причинам: энергетические Dрасстояния между пиками резонанса существенно превышают максимальную частоту фононов в материале, а сам резонанс подавляется резко при переходе через T_N — тогда как поляронные эффекты дают плавную температурную зависимость.

Краткое описание методов

• Синтез монокристаллов: метод самофлюса (Cs:Cr:Sb = 1:1:5, нагрев до 1100 °C, охлаждение до 500 °C со скоростью 1,5 °C/ч). Избыточный флюс удалялся ультрачистой водой. Структурная аттестация — рентгеноструктурный анализ монокристаллов (Bruker D8, Mo K_α1, λ = 0,71073 Å).
• ARPES: синхротронные станции BL09U и BL03U (SSRF, Шанхай), анализатор Scienta Omicron DA30L. Диапазон энергий фотонов 30–102 эВ, энергетическое разрешение 15 мэВ, угловое разрешение 0,1°. Образцы сколоты in situ, давление < 8×10⁻¹¹ мбар.
• Расчёты DFT: пакет VASP, функционал PBE-GGA, PAW-потенциалы, отсечка 300 эВ, k-сетка 6×6×6. Спин-орбитальное взаимодействие (SOC) учтено.
• Расчёты DFT+DMFT: пакет Wien2k + embedded-DMFT, примесная задача для орбиталей Cr-3d решена методом непрерывного квантового метода Монте-Карло (CT-QMC), спектральные функции получены через аналитическое продолжение методом максимальной энтропии.
• СТМ: сверхвысоковакуумный микроскоп Unisoku USM1300, зонд Pt/Ir, базовая температура 4,2 К.

Выводы

Итоговое заключение: В двуслойном кагоме-металле CsCr₆Sb₆ впервые получено прямое спектроскопическое свидетельство резонанса плоских зон в материале с геометрической фрустрацией (тип III). Двуслойная структура кагоме порождает дублеты плоских зон, позволяя плоской зоне одного слоя пересекаться с дисперсионной зоной соседнего — необходимое условие резонанса, недостижимое в однослойных кагоме-системах. Резонанс синхронизирован с возникновением ближнего антиферромагнитного порядка при T_N ≈ 72 К, что принципиально отличает CsCr₆Sb₆ от классических металлов с решёткой Кондо и указывает на новый механизм, в котором спиновые флуктуации кагоме-решётки управляют как фрустрацией магнитного порядка, так и формированием резонанса.

Сообщение Резонанс плоских зон в CsCr₆Sb₆: спиновые флуктуации кагоме-решётки как движущий механизм появились сначала на ЭМТИОН.

На основе экспериментальных данных ARPES и анализа зонной структуры установлено, что нематический порядок в двухмонослойном FeSe/SrTiO₃ обусловлен d-волновой неустойчивостью поверхности Ферми померанчуковского типа. Ключевое свидетельство — полное вырождение зон d_xz и d_yz в точке Γ при одновременном значительном расщеплении в точке M. Обсуждается эволюция нематического порядка с ростом толщины плёнки и его связь с высокотемпературной сверхпроводимостью.

О чём эта работа

Электронная нематичность — состояние, при котором электроны нарушают вращательную симметрию решётки, сохраняя при этом трансляционную симметрию, — широко встречается в сильно коррелированных квантовых материалах: купратных высокотемпературных сверхпроводниках, железосодержащих сверхпроводниках и скрученном двуслойном графене. Давний спор о природе нематичности касается её движущего механизма: это деформация поверхности Ферми в пространстве импульсов (неустойчивость Померанчука) или орбитальное упорядочение в реальном пространстве?

Авторы работы дают прямой экспериментальный ответ на этот вопрос — на примере двухмонослойной плёнки FeSe на подложке SrTiO₃ (STO).

Почему именно двухмонослойный FeSe/STO?

Система FeSe/SrTiO₃ выделяется среди железосодержащих сверхпроводников по ряду причин. Нематический переход в ней происходит без развития дальнего магнитного порядка — что делает её «чистейшим» примером электронной нематичности. В однослойном FeSe/STO нематичность подавлена высокотемпературным сверхпроводящим переходом, тогда как в двухмонослойной системе сверхпроводимость полностью отсутствует даже через эффект близости — это позволяет изучать нематическую фазу в чистом виде. С уменьшением толщины плёнки нематичность усиливается, а 2 ML представляет предельный случай.

Два конкурирующих механизма нематичности

Феноменологически существуют два принципиально различных механизма нематического упорядочения в FeSe.

Схема d-волновой деформации поверхности Ферми типа Померанчука в пространстве импульсов

Орбитальная поляризация через неравное заполнение орбиталей dxz/dyz в реальном пространстве

• Неустойчивость Померанчука: взаимодействия квазичастиц в канале с угловым моментом l = 2 деформируют поверхность Ферми с d-волновым форм-фактором. Ключевое следствие — расщепление зон d_xz и d_yz максимально в точке M (ΔM ≠ 0), но равно нулю в точке Γ (ΔΓ = 0).
• Орбитальная поляризация (ферро-орбитальный сценарий): локальная разность энергий снимает вырождение орбиталей равномерно во всём пространстве импульсов. Результат — изотропное расщепление одновременно в обеих точках: ΔΓ = ΔM ≠ 0.

Таким образом, поведение в точке Γ является ключевым диагностическим критерием для разграничения двух сценариев.

Расщепление зон dxz/dyz при Γ и M для d-волновой неустойчивости: ΔΓ = 0, ΔM ≠ 0

Расщепление зон для орбитальной поляризации: ΔΓ = ΔM ≠ 0

Эксперимент: ARPES с поляризационным анализом

Измерения проводились методом фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением (ARPES) на синхротронной линии BL-09U «Dreamline» (SSRF, Шанхай). Плёнки FeSe выращивались молекулярно-лучевой эпитаксией на подложках Nb:SrTiO₃(001).

Ключевое преимущество подхода: использование фотонов с p- и s-поляризацией позволяет избирательно возбуждать электроны с разной симметрией волновой функции. Нечётные орбитали относительно плоскости M_x (d_yz) активны при p-поляризации, чётные (d_xz) — при s-поляризации.

Дисперсия зон вдоль Γ–M при p-поляризации, энергии фотонов 26, 28, 32, 42 эВ

Главный результат: вырождение d_xz/d_yz в точке Γ

В двухмонослойном FeSe/STO зоны d_xz (полоса α) и d_yz (полоса β) вырождены в точке Γ — их вершины расположены на 9,39 ± 0,31 мэВ и 9,83 ± 1,05 мэВ ниже уровня Ферми соответственно, то есть в пределах погрешности совпадают. ΔΓ = 0.

При этом в точке M нематичность индуцирует значительное расщепление зон ΔM ≈ 70 мэВ — больше, чем ≈50 мэВ в объёмном FeSe при 30 К.

Такая анизотропия в пространстве импульсов однозначно соответствует предсказаниям d-волновой неустойчивости Померанчука и исключает ферро-орбитальный сценарий: при орбитальном упорядочении расщепление в точке Γ было бы ненулевым. Дополнительный аргумент: орбитальная поляризация и спин-орбитальное взаимодействие (SOC) связаны с разными каналами рассеяния и не могут взаимно компенсировать друг друга.

Зависимость нематичности от толщины плёнки

Измерения плёнок толщиной 2, 4, 20 и 60 монослоёв показывают систематическую картину.

Дисперсия зон вдоль Γ–M для плёнок 2, 4, 20 и 60 ML FeSe

Эволюция расщепления ΔΓ с ростом толщины: от 0 мэВ (2 ML) до 32 мэВ (60 ML)

• 2 ML: ΔΓ = 0, ΔM ≈ 70 мэВ — чистая d-волновая нематичность.
• 4 ML: вырождение снято, расщепление начинает появляться.
• 60 ML: ΔΓ ≈ 32 мэВ — близко к значениям для объёмного FeSe.

Зависимость ΔΓ и ΔM от толщины плёнки; оба параметра растут параллельно, что свидетельствует о нарастающем вкладе орбитальной поляризации

С ростом толщины ΔΓ и ΔM увеличиваются примерно параллельно, что указывает на нарастающий вклад орбитальной поляризации (ΔΓ = ΔM ≠ 0). Авторы интерпретируют это как сосуществование двух механизмов: нематичность в объёмном FeSe — это преимущественно d-волновой порядок Померанчука плюс толщинно-зависимая орбитальная поляризация.

Физическое объяснение тренда: уменьшение межслоевого перескока и усиление двумерного ограничения повышают анизотропию ландауского взаимодействия в канале l = 2, усиливая d-волновую нематическую восприимчивость.

Связь нематичности и сверхпроводимости

Переход от нематической фазы в 2 ML к высокотемпературной сверхпроводимости в 1 ML — резкий. Это подчёркивает критическую роль размерности в конкуренции квантовых фаз.

схема d-волновой деформации поверхностей Ферми и структуры зон вблизи точек M и Γ в 2 ML FeSe/STO

В 2 ML FeSe/STO орбиталь d_xz не гибридизуется с d_yz в точке Γ — об этом свидетельствует отсутствие гибридизационной щели и выраженная поляризационная зависимость интенсивности ARPES. Это нетипично для других железосодержащих сверхпроводников, где SOC смешивает зоны, усложняя интерпретацию. Пониженная эффективная сила спин-орбитального взаимодействия в тонких плёнках может быть обусловлена кристаллическим полем, электронными корреляциями или спиновыми флуктуациями.

Краткое описание методов

• Рост плёнок: молекулярно-лучевая эпитаксия в условиях сверхвысокого вакуума на подложках Nb(0,7 вес.%):SrTiO₃(001). Температура роста — 310 °C, отжиг после роста — 370 °C, 10 ч. Мониторинг качества — дифракция быстрых электронов (RHEED).
• ARPES: синхротронная линия BL-09U SSRF, анализатор VG DA30, давление < 5×10⁻¹¹ торр, энергетическое разрешение ≈12 мэВ, угловое разрешение 0,2°, температура измерений 30 К.
• СТМ: сверхвысоковакуумный сканирующий туннельный микроскоп Unisoku, базовая температура 4,2 К, зонд PtIr.

Выводы

Итоговое заключение: Работа даёт прямое экспериментальное доказательство того, что нематичность в двухмонослойном FeSe/SrTiO₃ обусловлена d-волновой неустойчивостью поверхности Ферми типа Померанчука. Вырождение d_xz/d_yz в точке Γ при одновременном значительном расщеплении в точке M — однозначная экспериментальная сигнатура, исключающая ферро-орбитальный сценарий как основной механизм. 2 ML FeSe/STO устанавливается как модельная платформа для изучения конкурирующих квантовых фаз в двумерном пределе, где квантовые флуктуации максимально усилены.

Сообщение Нематичность в FeSe/SrTiO₃: неустойчивость поверхности Ферми как движущий механизм появились сначала на ЭМТИОН.

На основе экспериментальных данных и теоретического анализа предложен механизм формирования дробного плато намагниченности 1/3 в TbTi₃Bi₄. Установлено, что антиферромагнитное упорядочение опосредовано взаимодействием Рудермана-Киттеля-Касуя-Йосиды (RKKY), усиленным вложением квази-1D ферми-поверхности, и модулируется расщеплением уровней кристаллическим полем (CEF) ионов тербия. Обсуждаются перспективы управления магнитным основным состоянием через инженеринг электронной структуры.

Доказательства магнитного характера модуляций

Интерпретация двойных модуляций как проявлений АФМ-порядка опирается на четыре независимых наблюдения:

• Температурная синхронизация: Начало реконструкции зон — в частности, складывание дираковских ветвей (Peak 3 на Рис. 4) — происходит при той же температуре, что и объёмный АФМ-переход (Tₙ₁ ≈ 20,4 К).
• Данные нейтронографии: NPD фиксирует дальнодействующий магнитный порядок ниже Tₙ₁ с тем же волновым вектором (q₁, q₂, 0), что и вектор nesting из ARPES, убедительно указывая на АФМ-состояние, обусловленное электронной неустойчивостью.
• Орбитальный состав: Реконструированные квази-1D зоны преимущественно сформированы орбиталями тербия 5dₓz, которые гибридизуются с локализованными 4f электронами, несущими магнитные моменты, и непосредственно участвуют в дальнодействующем АФМ-упорядочении.
• Отсутствие признаков зарядового порядка: Измерения сканирующей туннельной микроскопии (STM) выше и ниже Tₙ₁ не выявляют свидетельств зарядового упорядочения или структурных искажений с модуляционным вектором (1/3, 0,28, 0). Более того, структурный переход типично индуцировал бы складывание всех электронных зон, тогда как состояния вблизи Γ и K остаются в значительной степени инвариантными [Рис. 4, 6], что дополнительно поддерживает магнитное — а не структурное — происхождение реконструкции.

Ключевые механизмы магнетизма в семействе LnTi₃Bi₄

Магнитный ландшафт семейства соединений определяется тремя взаимосвязанными факторами:

Взаимодействие RKKY, усиленное nesting

Взаимодействие Рудермана-Киттеля-Касуя-Йосиды (RKKY) — хорошо установленный механизм генерации разнообразных магнитных основных состояний, включая спиральные спиновые волны плотности и скирмионные решётки. В соединениях семейства LnTi₃Bi₄ мы впервые демонстрируем, что взаимодействия RKKY, усиленные nesting квази-1D ферми-поверхности, играют центральную роль в определении различных магнитных поведений.

Показательный пример: соединения EuTi₃Bi₄ и GdTi₃Bi₄ содержат магнитные ионы с идентичным полным угловым моментом (J = S = 7/2), однако демонстрируют фундаментально различные магнитные порядки — ферромагнетизм и антиферромагнетизм с плато 1/3 соответственно. Данный контраст коррелирует с их лежащими в основе электронными структурами: GdTi₃Bi₄, подобно TbTi₃Bi₄, обладает хорошо вложенной квази-1D ферми-поверхностью, тогда как EuTi₃Bi₄ — нет. Эти находки подчёркивают критическую роль геометрии ферми-поверхности, в частности неустойчивостей nesting, в опосредовании магнитных взаимодействий.

Орбитально-зависимый обмен

В рамках модели, предложенной Кэмпбеллом, обменные взаимодействия, вовлекающие орбитали 4f–5d и 5d–5d (или 3d–5d), являются центральными для магнетизма систем редкоземельных/переходных металлов. Экспериментальные исследования многоорбитальных интерфейсов, таких как гетероструктуры LaAlO₃/EuTiO₃/SrTiO₃, выявили орбитально-селективные магнитные корреляции: орбитали 3dₓz/yz опосредуют ферромагнитное связывание между ионами европия, тогда как орбиталь 3dₓy способствует антиферромагнитным взаимодействиям.

В TbTi₃Bi₄ мы раскрываем орбитально-селективную двойную модуляцию, в которой орбиталь тербия 5dₓz играет прямую роль в установлении антиферромагнитного основного состояния. Данная находка подчёркивает существенный вклад орбитальных степеней свободы и поддерживает представление, что орбитальная селективность, наряду с nesting ферми-поверхности, является ключевым ингредиентом в управлении богатым магнетизмом семейства LnTi₃Bi₄.

Кристаллическое поле (CEF) и магнитная анизотропия

Локальные моменты 4f и ассоциированная с ними анизотропия, формируемая кристаллическим электрическим полем (CEF), незаменимы для полного понимания магнитного ландшафта. В TbTi₃Bi₄ выраженная анизотропия намагниченности атрибутирована сильному расщеплению уровней иона тербия вследствие CEF. Это резко контрастирует с практически изотропным магнитным поведением в соединениях с полузаполненной 4f-оболочкой (например, гадолиний), где эффекты CEF минимизированы. Данные наблюдения демонстрируют необходимость включения эффектов кристаллического поля в любое комплексное понимание магнетизма в семействе.

Модель формирования дробного плато намагниченности 1/3

Вышеизложенный анализ позволяет предложить правдоподобный механизм для объяснения дробного плато намагниченности 1/3, основанный на уникальном АФМ-состоянии с вектором (0,35, 0,28, 0).

Магнитная структура, предложенная на основе данных NPD [Рис. 8], демонстрирует специальную модуляцию вдоль осей a и b, приводящую к 2D конфигурации. Однако система по своей природе обладает дихотомией вдоль осей a и b по трём ключевым аспектам:

• Структурная анизотропия: Квази-1D решётка генерирует анизотропное кристаллическое электрическое поле, существенно влияющее на локальные магнитные моменты.
• Магнитная анизотропия: Ось a является лёгкой; магнитные моменты вдоль a приблизительно в 3 раза превышают моменты вдоль b.
• Электронная анизотропия: Энергетические щели, возникающие вследствие nesting вдоль направлений a* и b*, демонстрируют сильную анизотропию: величина щели вдоль a* (~77,6 мэВ) приблизительно в 3 раза превышает щель вдоль b* (~27 мэВ).

Учитывая сильную анизотропию, мы полагаем, что отклик АФМ-состояния на внешнее магнитное поле драматически различен вдоль осей a и b. Модуляция, ассоциированная с q₂ вдоль оси b (межцепочечное взаимодействие), вероятно, подавляется при приложении поля вдоль оси a. Следовательно, в умеренном диапазоне полей (между 0 и H₁ на Рис. 9) моменты вдоль оси b элиминируются, и все магнитные моменты выстраиваются или анти-выстраиваются вдоль оси a, сохраняя периодичность приблизительно 3a вследствие относительно большой щели в модуляции q₁.

В данной модели [Рис. 9(c)] каждая зигзагообразная цепочка состоит из двух слоёв локальных моментов. В каждом слое моменты расположены как «влево-влево-вправо» (или «вправо-вправо-влево»), причём соседние слои ориентированы противоположно. При допущении, что внутрислойное взаимодействие сильнее межслойного, приложенное магнитное поле, превышающее H₁, сначала преодолевает ближайшее магнитное взаимодействие и приводит к перевороту всех спинов в одном слое для выравнивания с соседним слоем. Данный переход соответствует дробному плато 1/3.

Когда магнитное поле превышает H₂, оставшиеся неперевёрнутые моменты в двух разделённых слоях переворачиваются совместно [Рис. 9(c)] или поочерёдно для выравнивания с полем (если межслойное взаимодействие слабее внутрислойного), приводя к насыщению намагниченности или излому 2/3 соответственно.

Данный механизм естественным образом объясняет экспериментально наблюдаемое дробное плато намагниченности 1/3 в АФМ-состоянии с периодом ~1/3 a*, а также учитывает слабый излом в кривой намагниченности, сообщённый ранее. В процессе переворота спинов ожидается усиленное рассеяние проводимых электронов, приводящее к резким вариациям как в удельном сопротивлении, так и в холловской проводимости.

Перспективы и выводы

Учитывая возможную тесную связь между дробным плато намагниченности и квази-одномерной ферми-поверхностью, наш предложенный механизм может быть экспериментально протестирован путём систематической настройки ферми-поверхности — посредством электростатического затвора или химического легирования — используя чувствительность взаимодействия RKKY к топологии ферми-поверхности. Интригующе, такая настройка могла бы стабилизировать альтернативные магнитные основные состояния с различной периодичностью, потенциально приводя к дробным плато намагниченности за пределами наблюдаемого значения 1/3.

Итоговое заключение: Комплексное исследование показало, что в антиферромагнитном состоянии кагоме-металла TbTi₃Bi₄ возникают орбитально-селективные двойные модуляции зонной структуры (~1/3, 0,28, 0), обусловленные nesting квази-1D ферми-поверхности на орбиталях тербия 5dₓz. Связанное складывание зон индуцирует дираковские конусы на границе зоны Бриллюэна, реализуя магнитно-индуцированный топологический переход. Предложенная модель, учитывающая анизотропию взаимодействий и эффекты кристаллического поля, объясняет происхождение дробного плато намагниченности 1/3 и открывает стратегию управления магнетизмом через селективный контроль электронной структуры в кагоме-металлах семейства.

Краткое описание методов

• Синтез монокристаллов: Метод висмутового флюса (Tb:Ti:Bi = 2:3:12, нагрев до 1050 °C, выдержка >30 ч, охлаждение до 500 °C со скоростью 2 °C/ч). Монокристаллы типичного размера 2×2×0,5 мм³. Рентгеноструктурный анализ подтверждает кристаллизацию в пространственной группе Fmmm.
• Магнитные и транспортные измерения: Проведены на системах Quantum Design (MPMS и PPMS). Для измерений сопротивления ток приложен в плоскости ab, магнитное поле — вдоль оси c.
• ARPES: Станции BL-09U/BL-03U (SSRF, Шанхай) и BL 5-2 (SSRL, Стэнфорд), анализаторы SCIENTA Omicron DA30L. Энергетическое разрешение: 5–60 мэВ, угловое разрешение 0,1°. Образцы сколоты in situ, измерения в сверхвысоком вакууме (< 5×10⁻¹¹ Торр).
• Расчёты DFT: Пакет VASP, обменно-корреляционный функционал PBE-GGA, PAW-потенциалы (Tb: 9 валентных электронов, Ti: 4, Bi: 5). Энергетический отсеч 250 эВ, k-сетка 6×6×6. Спин-орбитальное взаимодействие учтено во всех расчётах, кроме релаксации структуры. Ферми-поверхность рассчитана через гамильтониан Ваннье.
• Нейтронография порошка (NPD): Дифрактометр времени пролёта GPPD (Китайский источник спаллационных нейтронов). Диапазон длин волн 0,1–4,9 Å. Анализ методом Ритвельда в пакете FULLPROF.

Сообщение Механизм дробного плато намагниченности 1/3 и роль взаимодействий RKKY в кагоме-антиферромагнетике TbTi₃Bi₄. Часть 3. появились сначала на ЭМТИОН.

В антиферромагнитном (АФМ) состоянии TbTi₃Bi₄ (T < Tₙ₁) методами высокоразрешающей ARPES, нейтронографии порошка (NPD), сканирующей туннельной микроскопии (STM) и расчётов DFT обнаружены двойные орбитально-селективные модуляции зонной структуры с волновыми векторами q₁ ≈ 1/3 a* и q₂ ≈ 0,28 b*. Реконструкция локализована преимущественно в плоскости k𝑧 = π и обусловлена вложением (nesting) квази-1D ферми-поверхности, сформированной орбиталями тербия 5dₓz. Импульсно-зависимое складывание зон приводит к открытию гибридизационных щелей и возникновению безщелевых дираковских конусов на границе зоны Бриллюэна, что указывает на реализацию магнитно-индуцированного топологического фазового перехода. Данные NPD подтверждают АФМ-происхождение модуляций, исключая зарядовое или структурное упорядочение.

Реконструкция зон ниже температуры АФМ-перехода

В АФМ-фазе (Tₙ₂ < T < Tₙ₁) основные кагоме-признаки электронной структуры — сингулярности ван Хова, плоские зоны, дираковские точки в точках K — сохраняются практически без изменений. Однако вдоль направления a* (параллельно цепочкам тербия) наблюдается выраженная реконструкция зон [Рис. 3(e),(f)], указывающая на возникновение импульсно-зависимого упорядочения.

Для детального анализа мы сравнили высокоразрешающие спектры вдоль направлений Γ–M₁–K₁ [Рис. 4] и Γ–M₂–K₂. Наши наблюдения можно резюмировать следующим образом:

• Вдоль направления a*: Ниже Tₙ₁ отчётливо наблюдается появление нового дираковского пересечения конусного типа и дополнительных состояний [красные маркеры на Рис. 4(b)(ii), Peak 3 на Рис. 4(g)]. Одновременно в диапазоне энергий −0,1…−0,2 эВ фиксируется подавление спектрального веса, особенно отчётливое на кривизном графике [чёрный прямоугольник на Рис. 4(b)(i)].
• Вдоль направлений, перпендикулярных цепочкам (b* и c*): Значимых изменений зонной структуры не обнаружено [Рис. 4(c),(d)], что подчёркивает сильную импульсную анизотропию реконструкции.

Экстракция дисперсий исходных зон (нормальное состояние, серые линии на Рис. 4) и возникающих дираковских зон (АФМ-состояние, красные маркеры) показывает, что последние могут быть отображены на исходные посредством вектора q₁ ≈ 0,36 Å⁻¹ (~1/3 a*, где a* = 2π/a) [Рис. 4(f)]. Это указывает на формирование волноподобного порядка с модуляцией q₁.

Вдали от дираковской точки складывание зон генерирует гибридизационные щели в точках пересечения, что объясняет подавление интенсивности в соответствующих энергетических диапазонах. Сравнение экспериментальных данных с k𝑧-проецированными расчётами DFT локализует реконструкцию преимущественно в плоскости k𝑧 = π, указывая на особую роль данной плоскости в процессе упорядочения.

Вторая модуляция: вектор q₂ вдоль направления b*

После подтверждения реконструкции вдоль a* возникает естественный вопрос: может ли аналогичный механизм nesting работать и в других направлениях? Примечательно, что в окрестности точки L₁ (проецируемой на M₁ в поверхностной ЗБ) существует ещё одна пара параллельных ферми-поверхностей, соединённых волновым вектором q₂ [Рис. 5(a),(b)].

Для проверки мы провели температурно-зависимые измерения вдоль направления Γ–M₁ [Рис. 6]. Сравнение спектров выше и ниже Tₙ₁ отчётливо выявляет модификации зон в окрестности M₁:

• Ниже Tₙ₁ наблюдается складывание зон с вектором q₂ ≈ 0,28 b* (b* = 2π/b) [Рис. 6(b)(i),(ii)];
• Вектор q₂ непосредственно соединяет вложенные ферми-поверхности вблизи M₁;
• На кривизном графике фиксируется особенность загиба зон (back-bending) вблизи EF, отсутствующая в нормальном состоянии.

Для лучшей визуализации открытия щели мы разделили спектры на функцию Ферми-Дирака, свёрнутую с экспериментальным энергетическим разрешением [Рис. 6(a)(iii),(b)(iii)]. Щель величиной ~27 мэВ отчётливо разрешается исключительно на внутреннем кармане, центрированном в M₁, тогда как соседние зоны остаются в значительной степени незатронутыми. Это предоставляет убедительное доказательство существования упорядочения типа волны плотности вдоль b*.

Важно отметить, что величина щели вдоль a* (~77,6 мэВ) превышает щель вдоль b* примерно в 3 раза, демонстрируя сильную анизотропию параметра порядка, коррелирующую с магнитной анизотропией материала.

Орбитальная селективность: роль орбитали тербия 5dₓz

Многоорбитальный характер TbTi₃Bi₄ требует анализа орбитального состава реконструированных состояний. Хотя вблизи EF доминируют орбитали титана 3d, расчёты DFT показывают, что орбиталь тербия 5dₓz (где оси x и z совпадают с кристаллографическими осями a и c) тесно коррелирует с зонами, претерпевающими реконструкцию вблизи L₁ и A [Рис. 7].

Ключевое наблюдение: вес орбитали 5dₓz сконцентрирован не равномерно по всей ферми-поверхности, а преимущественно на участках квази-1D кармана, параллельных направлению A–L₁ (Γ–M₁ в проекции). Это естественным образом объясняет анизотропию щели вдоль направлений a* и b* и подтверждает орбитально-селективный характер двойной модуляции.

Для экспериментальной верификации мы провели поляризационно-зависимые измерения ARPES на β-зоне вдоль направлений Γ–M₁ и Γ–M₂. Наблюдаемые вариации интенсивности согласуются с расчётным орбитальным составом и симметрийными правилами отбора для орбитали 5dₓz.

Магнитное происхождение модуляций и топологический переход

Совпадение температур начала магнитного перехода (Tₙ₁) и начала реконструкции зон, а также локализация изменений в специфических импульсных областях, указывают на магнитный, а не структурный характер модуляций. Для прямой проверки мы провели измерения нейтронографии порошка (NPD) выше и ниже Tₙ₁ [Рис. 8(a)].

В АФМ-фазе на дифрактограммах появляются новые сверхструктурные рефлексы, которые успешно описываются моделью магнитного упорядочения с волновым вектором (q₁, q₂, 0), где q₁ ≈ 0,35 a* (~1/3 a*) и q₂ ≈ 0,28 b*. Данный волновой вектор согласуется с векторами nesting, полученными из измерений ARPES. Rietveld-анализ исключает волны зарядовой плотности (подтверждено данными STM) и указывает на АФМ-структуру с периодом ~3a вдоль оси a и несоизмеримой модуляцией вдоль b [Рис. 8(b)].

Особый интерес представляет возникновение безщелевых дираковских конусов на границе ЗБ в точках L₁/M₁. В пространственной группе Fmmm в данных точках вырождения не разрешены симметрией. Следовательно, наблюдаемые дираковские точки либо защищены магнитной симметрией АФМ-состояния, либо индуцированы инверсией объёмных зон. В любом сценарии это свидетельствует о реализации магнитно-индуцированного топологического фазового перехода, сопровождающего установление дальнодействующего антиферромагнитного порядка.

Заключение части

В АФМ-состоянии TbTi₃Bi₄ наблюдается орбитально-селективная двойная модуляция зонной структуры с векторами (~1/3, 0,28, 0), обусловленная nesting квази-1D ферми-поверхности и локализованная на орбиталях тербия 5dₓz в плоскости k𝑧 = π. Модуляции имеют магнитное происхождение, подтверждённое нейтронографией, и приводят к импульсно-зависимому складыванию зон и возникновению дираковских конусов, указывая на топологическую природу АФМ-фазы. Механизм формирования связанного с этим дробного плато намагниченности рассматривается в заключительной части.

Сообщение Орбитально-селективные модуляции зонной структуры и топологический переход в антиферромагнитном состоянии TbTi₃Bi₄. Часть 2. появились сначала на ЭМТИОН.

В данной работе исследована взаимосвязь кристаллической структуры, магнитного поведения и электронной структуры нового кагоме-металла TbTi₃Bi₄ в нормальном (парамагнитном) состоянии. Комбинация углово-разрешённой фотоэлектронной спектроскопии (ARPES), магнитотранспортных измерений и расчётов в рамках теории функционала плотности (DFT) показывает, что материал сочетает характерные для кагоме-решётки особенности — сингулярности ван Хова, плоские зоны и дираковские точки — с квази-одномерными участками ферми-поверхности, порождёнными интеркалированными зигзагообразными цепочками атомов тербия. Сильная магнитная анизотропия и антиферромагнитный переход при Tₙ₁ ≈ 20,4 К создают предпосылки для орбитально-селективной реконструкции зонной структуры, которая детально рассматривается в последующих частях.

Кристаллическая структура и магнитные свойства

TbTi₃Bi₄ кристаллизуется в орторомбической пространственной группе Fmmm (№ 69) с параметрами решётки a = 5,8332 Å, b = 10,2792 Å, c = 24,5883 Å [Рис. 1(a),(b)]. Структура повторяет мотивы семейства LnTi₃Bi₄: двойной слегка искажённый кагоме-слой титана разделён двойными слоями Tb-Bi. Ключевая особенность — атомы тербия в слоях Tb-Bi образуют высокоанизотропные квази-одномерные зигзагообразные цепочки, ориентированные вдоль оси a.

Удельное сопротивление ρₓₓ(T) демонстрирует металлическое поведение при низких температурах с выраженным изломом при Tₙ₁ ≈ 20,4 К [Рис. 1(c)], что соответствует началу антиферромагнитного (АФМ) упорядочения. Магнитная восприимчивость χ(T) подтверждает этот переход: при поле, направленном вдоль оси a, наблюдается острый пик при Tₙ₁, тогда как для направлений b и c переход выражен значительно слабее [Рис. 1(d)]. Это указывает на сильную магнитную анизотропию: моменты ионов Tb преимущественно ориентированы вдоль оси a — направления зигзагообразных цепочек.

При Tₙ₂ ≈ 2,5 К в χ(T) фиксируется горбообразная аномалия, ассоциированная с метамагнитным переходом, что согласуется с данными других работ [16,17]. Кривые намагниченности M(H) [Рис. 1(e)] подтверждают, что ось a является «лёгкой» осью намагничивания. После метамагнитного перехода при ~1 Тл возникает плато намагниченности на уровне 1/3 от насыщения (Mₛ) в диапазоне полей 1–2,5 Тл. При полях выше ~3 Тл намагниченность насыщается, что соответствует вынужденному ферромагнитному состоянию. Для направлений H∥b, c плато и метамагнитные особенности отсутствуют.

Измерения магнитосопротивления дополнительно подтверждают метамагнитные переходы, наблюдаемые в M(H), и совместно с M(T) формируют богатую магнитную фазовую диаграмму TbTi₃Bi₄.

Электронная структура в нормальном состоянии: расчёты DFT

Для понимания электронной подсистемы, опосредующей взаимодействие между проводимыми электронами и локализованными 4f-моментами тербия, мы провели расчёты в рамках теории функционала плотности (DFT). На Рис. 2 представлены рассчитанные зонные дисперсии в плоскостях k𝑧 = 0 и k𝑧 = π первой зоны Бриллюэна (ЗБ).

Расчёты выявляют несколько характерных для кагоме-решётки особенностей:

• Сингулярности ван Хова (vHS) — точки в зонной структуре, где плотность состояний резко возрастает из-за экстремумов дисперсии;
• Плоские зоны (flat bands) — слабо диспергирующие по энергии состояния, связанные с геометрической фрустрацией кагоме-сетки;
• Дираковские точки, которые в идеальной кагоме-решётке располагаются в высокосимметричных точках K/H, но в TbTi₃Bi₄ смещены из-за нарушения вращательной симметрии интеркалированными слоями [20].

Неэквивалентность vHS в точках M₁/M₂ и L₁ отражает структурную анизотропию материала — черта, типичная для всего семейства LnTi₃Bi₄ [18,19].

Наличие двух близких плоских зон ниже уровня Ферми (EF) обусловлено удвоением кагоме-слоёв в элементарной ячейке [19].

Экспериментальная электронная структура: результаты ARPES

Для экспериментального определения электронной структуры и её связи с магнитным порядком мы провели систематические измерения методом углово-разрешённой фотоэлектронной спектроскопии (ARPES) с использованием вакуумного ультрафиолета (ВУФ) и мягкого рентгеновского излучения.
Согласованность данных, полученных при разных энергиях фотонов, демонстрирует, что наши спектры преимущественно отражают объёмные состояния [Рис. 3]. В частности, ферми-поверхность вдоль направления k𝑧 демонстрирует практически отсутствующую дисперсию [Рис. 3(b)], что интерпретируется как результат квази-2D характера зон вблизи EF и k𝑧-уширения [21].

В проекции на плоскость kₓ–kᵧ [Рис. 3(a),(c),(d)] идентифицируются следующие особенности:

• Карманы α и α′: два концентрических электроноподобных кармана вокруг точки Γ. Небольшое расщепление между ними, отсутствующее в расчётах DFT, атрибутируется поверхностному эффекту, обусловленному самодопированием незаряженной поверхности скола — явление, ранее наблюдавшееся в семействе AV₃Sb₅ [22].
• Дираковские точки в К: точечные ферми-карманы в углах ЗБ, сформированные дираковскими точками вблизи EF, которые отчётливо разрешаются на кривизных графиках.
• Карман γ: треугольный дырочный карман вблизи точки M.
• Карман δ: крупный карман, образованный ветвями зон от сингулярностей ван Хова.

В отличие от семейства AV₃Sb₅ [23–28], vHS в TbTi₃Bi₄ не эквивалентны из-за анизотропии решётки, что приводит к деформации ферми-поверхности [18,19,29,30] и нарушению идеального условия вложения (nesting). Это, вероятно, объясняет отсутствие упорядочения типа волны зарядовой плотности (CDW) в кагоме-слое [25].

Квази-одномерные ферми-поверхности от цепочек тербия

После идентификации типичных кагоме-признаков мы фокусируемся на особенностях, связанных с зигзагообразными цепочками тербия. На карте ферми-поверхности во второй ЗБ [Рис. 3(a)] отчётливо видна квази-1D линия, перпендикулярная направлению цепочек (т.е. параллельная a*). Детальный анализ показывает, что эта линия образована двумя квази-1D ферми-поверхностями β и β′, обозначенными красной и белой маркировкой на Рис. 3(a) соответственно.

Данные зоны обладают электроноподобной дисперсией вдоль направления цепочек [Рис. 3(c),(d)] и непосредственно связаны с электронной подсистемой интеркалированных атомов тербия. Их присутствие, подтверждённое также расчётами DFT (Приложение B), является ключевой особенностью 1D цепочек и создаёт условия для сильной анизотропии электронного отклика. Именно эти квази-1D карманы, как мы покажем далее, играют центральную роль в возникновении орбитально-селективных модуляций в магнитном состоянии.

Заключение части

Нормальное состояние TbTi₃Bi₄ характеризуется сосуществованием кагоме-индуцированных особенностей электронной структуры (vHS, дираковские точки, плоские зоны) и квази-1D ферми-поверхностей, порождённых зигзагообразными цепочками тербия. Сильная магнитная анизотропия и АФМ-переход при Tₙ₁ ≈ 20,4 К создают условия для импульсно-зависимой реконструкции зонной структуры, которая детально рассматривается во второй части.

Сообщение Кристаллическая структура, магнитные свойства и электронная структура нормального состояния анизотропного кагоме-металла TbTi₃Bi₄. Часть 1. появились сначала на ЭМТИОН.

Российский научный фонд открыл приём заявок на участие в конкурсе по приоритетному направлению «Поддержка проведения научных исследований и развития научных коллективов, занимающих лидирующие позиции в определённых областях науки». Конкурс ориентирован на научные коллективы, осуществляющие исследования мирового уровня на базе существующих лабораторий российских организаций.

Ключевые параметры конкурса

Срок реализации проектов

Гранты выделяются на проведение фундаментальных и поисковых научных исследований в 2027–2030 годах с возможностью продления ещё на три года.

Объём финансирования

Размер гранта составляет от 20 млн рублей ежегодно с дифференциацией по годам:

• 2027 год — до 30 млн руб.
• 2028 год — до 28 млн руб.
• 2029 год — до 26 млн руб.
• 2030 год — до 24 млн руб.

Для проектов в области генетических исследований установлен единый лимит — до 32 млн рублей ежегодно.

Условие софинансирования

Обязательным требованием является привлечение внебюджетных средств квалифицированным заказчиком или технологическим партнёром. Минимальный объём софинансирования:

• 2027 год — не менее 2 млн руб.
• 2028 год — не менее 4 млн руб.
• 2029 год — не менее 6 млн руб.
• 2030 год — не менее 8 млн руб.

Требования к научному коллективу

• Численность команды: от 7 до 30 человек.
• Доля исследователей в возрасте до 39 лет — не менее 40% на протяжении всего срока реализации проекта.
• Руководитель проекта должен иметь не менее 10 публикаций по тематике исследования в ведущих рецензируемых изданиях, опубликованных с 1 января 2021 года.
• Обязательное очное участие руководителя в выполнении работ: не менее 180 дней в году для российских учёных и 90 дней — для зарубежных специалистов.

Ожидаемые результаты

Условием предоставления гранта является публикация не менее 40 статей по результатам исследований в рецензируемых российских и зарубежных научных изданиях (для гуманитарных наук — не менее 30).

Сроки и порядок подачи заявок

Заявки принимаются через Информационно-аналитическую систему РНФ до 17:00 (мск) 20 сентября 2026 года. Результаты конкурса будут утверждены правлением Фонда и опубликованы на официальном сайте не позднее 15 декабря 2026 года.

Полный комплект конкурсной документации, включая формы заявок и критерии оценки, размещён на сайте Фонда.

Конкурсная документация доступна по ссылке.

Извещение о проведении конкурса доступно по ссылке.

Компания ЭМТИОН осуществляет производство и поставку исследовательского лабораторного и технологического оборудования. Собственное производство компании сосредоточено в г. Зеленоград (Москва). Производство компаний партнеров расположено в Российской Федерации, Республике Беларусь и Азиатском регионе.

Сообщение Грант РНФ на создание лабораторий мирового уровня: приём заявок до 20 сентября 2026 года появились сначала на ЭМТИОН.

Мы рады сообщить, что компания «ЭМТИОН» примет участие в II Всероссийской школы-конференции «Фотокатализ — от фундаментальных исследований до практического применения». Мероприятие организовано Институтом катализа им. Г. К. Борескова СО РАН и Новосибирским государственным университетом и пройдёт в Новосибирском Академгородке с 20 по 22 апреля 2026 года на площадке «Точка кипения» в Академпарке.

Конференция соберёт учёных, исследователей, представителей промышленных предприятий и молодых специалистов из различных регионов России. Целью форума является консолидация усилий научного сообщества для обмена опытом, обсуждения актуальных направлений развития фотокатализа и ускорения внедрения передовых разработок в российскую экономику. В рамках программы запланированы пленарные лекции от ведущих экспертов страны, устные и стендовые доклады, а также дискуссии по приоритетным тематикам отрасли.

Научная программа конференции будет посвящена широкому спектру направлений в области фотокатализа и смежных дисциплин. В ходе секционных заседаний планируется обсуждение следующих тем:

• Фундаментальные основы и новые материалы;
• Фотокатализ для альтернативной энергетики: разложение воды, получение водорода, гидрирование СО₂ и азота;
• Механизмы и моделирование реакций, дизайн реакторов, практическое применение: от очистки воды и воздуха до тонкого органического синтеза и биомедицины.

Для участников II Всероссийской школы-конференции «Фотокатализ – от фундаментальных исследований до практического применения» будет организована возможность посещения лаборатории исследования поверхности ИК СО РАН, в которой в прошлом году  командой «ЭМТИОН» был запущен рентгеновский фотоэлектронный спектрометр высокого давления (NAP-XPS, производство Китай). NAP-XPS реализует методику спектроскопии в рабочих условиях, позволяющую регистрировать фотоэмиссионные спектры в контролируемой газовой среде при давлениях до 25 мбар. Это обеспечивает возможность мониторинга эволюции химического состояния поверхности в реальном времени в условиях, приближенных к параметрам каталитических процессов. Организаторы конференции приглашают вас посетить Институт катализа, если вам интересен данный метод.

Посещение ИК СО РАН состоится 22 апреля 2026 г. сразу после церемонии закрытия конференции. Сбор группы состоится сразу же после закрытия на 1 этаже Новосибирского Академпарка (ул. Николаева, дом 11).

Компания ЭМТИОН осуществляет производство и поставку исследовательского лабораторного и технологического оборудования. Собственное производство компании сосредоточено в г. Зеленоград (Москва). Производство компаний партнеров расположено в Российской Федерации, Республике Беларусь и Китайской Народной Республике.

Сообщение II Всероссийская школа-конференция «Фотокатализ – от фундаментальных исследований до практического применения» пройдёт 20–22 апреля 2026 в г. Новосибирск) появились сначала на ЭМТИОН.

Компания «ЭМТИОН» представляет просвечивающий электронный микроскоп (ПЭМ) TEM-120. Этот прибор, позволяющий проводить наблюдения с разрешением на атомарном уровне, открывает широкие возможности для исследований в области материаловедения, физики твердого тела, биологии и нанотехнологий.

 

Просвечивающий электронный микроскоп (ПЭМ) TEM-120

Компания ЭМТИОН осуществляет производство и поставку исследовательского лабораторного и технологического оборудования. Собственное производство компании сосредоточено в г. Зеленоград (Москва). Производство компаний партнеров расположено в Российской Федерации, Республике Беларусь и Азиатском регионе.

Сообщение Просвечивающий электронный микроскоп TEM-120: возможности и интеграция в лабораторную практику появились сначала на ЭМТИОН.

Компания «ЭМТИОН» представляет новую высокочувствительную систему для исследования магнитных материалов — вибрационный магнитометр VSM-500XT. Это система для исследования магнитных свойств материалов, сочетающую высокую чувствительность с простотой эксплуатации

Сверхчувствительный вибромагнитометр VSM-500XT

Компания ЭМТИОН осуществляет производство и поставку исследовательского лабораторного и технологического оборудования. Собственное производство компании сосредоточено в г. Зеленоград (Москва). Производство компаний партнеров расположено в Российской Федерации, Республике Беларусь и Азиатском регионе.

Сообщение Вибромагнитометр VSM-500XT – высокая чувствительность без сверхпроводимости появились сначала на ЭМТИОН.