Die Bifurkation der magnetischen Suszeptibilität im topologischen Ni-dotierten Sb2Te3-Isolator mit antiferromagnetischer Ordnung, begleitet von schwacher ferromagnetischer Ausrichtung

Einführung

Dreidimensionale topologische Isolatoren besitzen einen lückenlosen Oberflächenzustand mit linearer Dispersion, der durch Zeitumkehrsymmetrie geschützt ist [1, 2]. Der topologische Oberflächenzustand besteht aus spingefilterten Dirac-Fermionen. Diese spinhelikale Textur des topologischen Oberflächenzustands hat aufgrund ihrer möglichen elektrischen und spinbezogenen Anwendungen große Aufmerksamkeit auf sich gezogen [3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14 ,15,16,17,18,19,20]. Abgesehen von den intrinsischen exotischen Eigenschaften wird die Einführung der Magnetisierung in den topologischen Isolator die Elektronik verändern. Diese Austauschwechselwirkung zwischen Leitungselektronen und magnetischen Atomen durchbricht die Zeitumkehrsymmetrie und öffnet eine Lücke im Dirac-Oberflächenzustand. Das Dirac-Fermion im Oberflächenzustand wird massiv [1, 2, 21] und führt zu vielen interessanten Eigenschaften, wie zum Beispiel dem quantenanomalen Hall-Effekt, [22, 23] dem topologischen magnetoelektrischen Effekt [24], der Abstimmbarkeit der chiralen Kantenmode [ 25, 26] und Majorana Flechten [27, 28, 29]. Der Träger aus dem topologischen Oberflächenzustand dominiert diese magnetoelektrischen Eigenschaften. Viele experimentelle Arbeiten wurden an Mn-, Cr- und V-dotierten (Bi, Sb)\(_{2}\)Te\(_{3}\)-Dünnschichten durchgeführt, um die theoretische Vorhersage zu realisieren [30]. Die meisten dieser Studien konzentrierten sich hauptsächlich auf elektrisch-magnetoelektrische Transporteigenschaften, wie den quantenanomalen Hall-Effekt, den topologischen magnetoelektrischen Effekt und verwandte Anwendungen. Aufgrund des schwachen Magnetismussignals in einem dünnen Film mit einem schwachen magnetischen Element-dotierten topologischen Isolator wurden seltene Studien über die intrinsischen magnetischen Eigenschaften von magnetdotierten in magnetischen Element-dotierten topologischen Isolatoren berichtet und die damit verbundene magnetische Kopplung ist nicht gut erforscht. Um die intrinsischen neuartigen physikalischen Eigenschaften des mit einem magnetischen Element dotierten topologischen Isolators zu verstehen, insbesondere die Rolle des magnetischen Elements und die damit verbundene magnetische Wechselwirkungskopplung, könnte es hilfreich sein, die Magnetoeigenschaften für die entsprechende Anwendung genau zu nutzen.

In dieser Arbeit haben wir die magnetischen Eigenschaften von Ni-dotiertem Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\)-topologischen Isolator-Einkristall untersucht. Unterhalb der Néel-Temperatur (\(T_{\mathrm{N}}\)) wurde eine Hystereseschleife mit niedrigem Koerzitivfeld beobachtet. Die magnetische Suszeptibilität zeigt einen vom äußeren Magnetfeld unabhängigen Kick bei \(T_{\textrm{N}}\). Die magnetische Suszeptibilität von Nullfeldkühlprozessen und Feldkühlprozessen fallen oberhalb von \(T_{\textrm{N}}\) zusammen, und sie verzweigen sich unterhalb von \(T_{\textrm{N}}\). Die Aufspaltung der magnetischen Suszeptibilität ist bei niedrigeren externen Magnetfeldern und Temperaturen größer. Bei Magnetfeldern über 7000 Oe wird keine magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung mehr beobachtet. Unsere Studie unterstützt, dass diese magnetischen Suszeptibilitätseigenschaften von einer antiferromagnetischen Ordnung herrühren, die von einem schwachen Ferromagnetismus begleitet wird. Die extrahierte gesättigte Suszeptibilität passt gut zur Tendenz der gemessenen magnetischen Suszeptibilitätsspitze. Abgesehen von den meisten Berichten, dass die magnetische Suszeptibilitätsspitze von der Trägerspintextur am Dirac-Punkt des topologischen Oberflächenzustands herrührt, zeigen unsere Ergebnisse, dass sie mit dem Ferromagnetismus magnetischer Elemente zusammenhängen könnte.

Experimentelle Methode

Das XRD-Spektrum des Ni\(_{0.016}\)Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\)-Einkristalls. Es zeigt scharfe Peaks und das unterstützt die stark einkristallisierte Struktur

Einkristalle aus Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\) wurden mit einem selbstgebauten widerstandsbeheizten Schwebezonenofen (RHFZ) gezüchtet. Die Ausgangsrohstoffe Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\) wurden entsprechend dem stöchiometrischen Verhältnis gemischt. Die stöchiometrischen Mischungen der hochreinen Elemente Ni (99,995%), Sb (99,995%) und Te (99,995%) wurden zunächst 20 h bei \(700 \sim 800 ^{\circ }\)C geschmolzen und dann langsam in einem evakuierten Quarzglasrohr auf Raumtemperatur abgekühlt. Das Material wurde als Futterstab für das folgende RHFZ-Experiment verwendet. Unsere bisherigen Arbeiten belegen, dass durch die RHFZ-Methode eine extrem hohe Kristallgleichmäßigkeit in topologischen Isolatorkristallen erreicht werden kann. Nach dem Wachstum wurden die Kristalle dann im Ofen auf Raumtemperatur abgekühlt. Die gewachsenen Kristalle wurden entlang der Basalebene mit einer silbrig glänzenden spiegelähnlichen Oberfläche gespalten und dann für weitere Experimente präpariert. Die Ergebnisse des energiedispersiven Spektrums (EDS) belegen, dass \(\mathrm{Ni} :\mathrm{Sb} :\mathrm{Te} =0,017 :2 :3\). Abbildung 1 zeigt das Röntgenbeugungsspektrum (XRD). Es zeigt scharfe Peaks und diese Peaks stimmen mit der Datenbank von Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\) überein. Dies bestätigt, dass unsere Probe stark kristallisiert ist. Es wird erwartet, dass die Ni-Atome im Einkristall gleichmäßig und zufällig verteilt sind. Die Kristallgröße ist 3 mm lang, 2 mm breit und 0,42 mm dick. Magnetismusmessungen wurden unter Verwendung der Standardtechnik in einem kommerziellen Gerät (Quantum Design MPMS) mit einem Magnetfeld von bis zu 7 T ​​durchgeführt. Das Magnetfeld wurde senkrecht zur großen gespaltenen Oberfläche angelegt.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 2 zeigt die Magnetisierung als Funktion der Magnetfelder bei verschiedenen Temperaturen und zeigt die diamagnetische Charakteristik bei einem breiten Magnetfeld- und Temperaturbereich. Dieser Diamagnetismus kommt vom Trägerspin und stimmt mit früheren Berichten über topologische Isolatoren von BSTS überein [31]. Wie im oberen rechten Einschub gezeigt, wurde im Gegensatz zu früheren Berichten eine Hystereseschleife bei Temperaturen unter 125 K beobachtet. Das Koerzitivfeld der Hystereseschleife zeigt eine schwache Temperaturabhängigkeit und beträgt ungefähr 50 Oe. Die remanente und gesättigte Magnetisierung der Hystereseschleife beträgt etwa \(10^{-5}\) emu/g und \(10^{-4}\) emu/g bei 100 K. Das niedrige Koerzitivfeld, das kleine remanente , und die kleine Sättigungsmagnetisierung weist auf einen schwachen Ferromagnetismus hin. Wie im unteren linken Einschub gezeigt, wurden bei Temperaturen über 125 K keine klaren Hystereseschleifen beobachtet. Der Ferromagnetismus stammt von den ausgerichteten magnetischen Momenten der magnetischen Elemente. Die thermische Energie könnte das ausgerichtete magnetische Moment randomisieren und den Ferromagnetismus oberhalb einer kritischen Temperatur verwischen. Unsere Beobachtung zeigt, dass das System einen schwachen Ferromagnetismus-Übergang um 120 K aufweist.

Die Suszeptibilität in Abhängigkeit von Magnetfeldern von 2 bis 200 K. Sie zeigt den Diamagnetismus bei hohen Magnetfeldern. Einschub oben rechts:Die Hystereseschleife wurde bei einer Temperatur unter 125 K beobachtet. Einschub links unten:Bei einer Temperatur über 125 K wurde keine Hystereseschleife beobachtet

Um den intrinsischen Magnetismus des beobachteten schwachen ferromagnetischen Übergangs zu untersuchen, wurde die temperaturabhängige magnetische Suszeptibilität durch feldgekühlte und nullfeldgekühlte Prozesse durchgeführt. Abbildung 3 zeigt die magnetische Suszeptibilität feldgekühlter und feldfreier Prozesse bei unterschiedlichen externen Magnetfeldern. Die magnetische Suszeptibilität nimmt mit abnehmender Temperatur zu. Es zeigt eine Diskontinuität bei 125 K (\(T_{\mathrm{N}}\)) und die \(T_{\mathrm{N}}\) ist unabhängig von den äußeren Magnetfeldern. \(T_{\mathrm{N}}\) ist die Néel-Temperatur und der detaillierte Mechanismus wird unten diskutiert und geklärt. Die magnetische Suszeptibilität von feldgekühltem und nullfeldgekühltem fällt oberhalb von \(T_{\mathrm{N}}\) zusammen und gabelt sich unterhalb von \(T_{\mathrm{N}}\). Bei niedrigeren externen Magnetfeldern wird eine größere magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung beobachtet. Unser experimentelles Ergebnis zeigt, dass diese Diskontinuität und die Aufspaltung der magnetischen Suszeptibilität bei Magnetfeldern von mehr als 7000 Oe nicht mehr beobachtet wird. Es ist erwähnenswert, dass die Signalfluktuation bei einem Magnetfeld von 50 Oe offensichtlich größer ist als bei anderen Magnetfeldern. Einer der möglichen Gründe ist, dass die Ausrichtung des magnetischen Moments bei 50 Oe metastabil ist, die nahe dem Koerzitivfeld der Hystereseschleife liegt. Wie in Abb. 2 gezeigt, wurde die Hystereseschleife nur unterhalb von 125 K beobachtet, was der kritischen Temperatur der Bifurkation der magnetischen Suszeptibilität in Abb. 3 entspricht. Dies deutet darauf hin, dass die beobachtete Aufspaltung der magnetischen Suszeptibilität mit dem schwachen Ferromagnetismus unterhalb der \(T_{\mathrm{N}}\). Es ist bekannt, dass der ferromagnetische Effekt durch thermische Energie verwischt würde und die magnetische Suszeptibilität oberhalb der kritischen Temperatur durch das Curie-Weiss-Gesetz beschrieben werden könnte, \(\chi =\chi_{0} + \frac{C}{ T-\theta }\), wobei \(\chi\) die gemessene magnetische Suszeptibilität, \(\chi_{0}\) die magnetische Suszeptibilität bei 0 K ist, C ist die Curie-Konstante, die dem Bohrschen Magneton entspricht, T ist die Temperatur und \(\theta\) ist die Curie-Temperatur [32]. Der Einschub von Abb. 4 zeigt die Temperaturabhängigkeit von nullfeldgekühltem \(\frac{1}{\chi - \chi_{0}}\) bei verschiedenen externen Magnetfeldern. \(\frac{1}{\chi -\chi_{0}}\) ist proportional zu einer Temperatur zwischen 125 und 250 K, und die Steigung ist bei niedrigeren externen Magnetfeldern größer. Die Steigung hängt mit der Curie-Konstante zusammen. Die lineare Extrapolation der \(\frac{1}{\chi -\chi_{0}}\) zwischen 125 und 250 K aller äußeren Magnetfelder fällt bei -125 K zusammen. Nach dem Curie-Weiss-Gesetz ist dieser Wert entspricht dem \(\theta\). Das negative \(\theta\) (-125 K) zeigt an, dass es sich um ein antiferromagnetisches System unterhalb des \(T_{\mathrm{N}}\) handelt und \(T_{\mathrm{N}}\) bekannt ist als Néel-Temperatur [33]. Der Absolutwert von \(\theta\) stimmt mit dem beobachteten \(T_{\mathrm{N}}\) in Abb. 3 und der kritischen Temperatur zur Beobachtung der Hystereseschleife (125 K) in Abb. 2 überein Diese Beobachtungen zeigen, dass schwacher Ferromagnetismus und Antiferromagnetismus unterhalb von \(T_{\mathrm{N}}\) koexistieren.

Die magnetische Suszeptibilität von feldgekühlten und nullfeldgekühlten Prozessen bei unterschiedlichen externen Magnetfeldern. Die magnetische Suszeptibilität von feldgekühlter und feldgekühlter Null fällt über 125 K zusammen und gabelt sich unter 125 K. Eine größere magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung bei niedrigeren externen Magnetfeldern und Temperaturen. Bei Magnetfeldern über 7000 Oe wird keine magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung mehr beobachtet. Einschub oben rechts:Die magnetische Suszeptibilität folgt dem Curie-Weiss-Gesetz

Wie im Einschub von Abb. 3 gezeigt, ist die Curie-Konstante C , ist bei höheren Magnetfeldern größer. Nach der paramagnetischen Funktion von Langevin, C könnte ausgedrückt werden als \(C=\frac{N\mu_{0}\mu^{2}}{3k_{\mathrm {B}}T}\) wobei N ist die Anzahl der magnetischen Elemente pro Grammeinheit, \(\mu\) ist das effektive Moment eines magnetischen Elements, \(\mu_{0}\) ist die Vakuumdurchlässigkeit und \(k_{\textrm{B}} \) ist die Boltzmann-Konstante [34]. Das geschätzte \(\mu\) bei 200 Oe beträgt etwa 3,5 \(\mu_{\textrm{B}}\), was dem theoretischen Wert von 3,32 \(\mu_{\textrm{B}}\) nahe kommt. ) [35]. Dies bestätigt, dass das Magnetismusverhalten durch das Curie-Weiss-Gesetz erklärt werden könnte.

Das magnetische Moment wird im Nullfeld-Kühlen zufällig eingefroren und entlang der äußeren Magnetfeldrichtung im Feld-Kühlen eingefroren. Die Bifurkation der magnetischen Suszeptibilität stammt aus der magnetischen Anisotropie. Dieses Merkmal könnte ein Merkmal für eine antiferromagnetische Ordnung sein, die von einem schwachen Ferromagnetismus begleitet wird; ferromagnetische Momente von Domänen gefrieren in einer zufälligen Richtung bei Null-Feld-Kühlung, während sie gezwungen sind, sich beim Abkühlen entlang des angelegten Magnetfelds über \(T_{\mathrm{N}}\) in Feldkühlen auszurichten [36]. Wie oben diskutiert, besteht es in unserem System aus sowohl schwachen ferromagnetischen als auch antiferromagnetischen Eigenschaften unterhalb von \(T_{\mathrm{N}}\). Die schwache ferromagnetische Ausrichtung würde die Antiferromagnetismus-Ordnung leicht brechen und die magnetische Anisotropie induzieren. Die Bifurkation der magnetischen Suszeptibilität könnte als schwacher Ferromagnetismus in einem antiferromagnetischen System verstanden werden. Diese Ergebnisse unterstützen die beobachtete Bifurkation der magnetischen Suszeptibilität unterhalb von 125 K, die magnetische Eigenschaft des schwachen Ferromagnetismus in einem antiferromagnetischen System. Die unterschiedliche Suszeptibilitätsaufspaltung bei unterschiedlichen externen Magnetfeldern könnte von der unterschiedlichen partiellen Polarisation des Antiferromagnetismus bei externen Magnetfeldern herrühren.

Einschub oben links:Die magnetische Suszeptibilitätsdifferenz von feldgekühlter und feldfreier Kühlung folgt der Mittelfeldtheorie. Die extrahierte gesättigte Suszeptibilität passt gut zur Tendenz der gemessenen magnetischen Suszeptibilitätsspitze

Gemäß der mittleren Feldtheorie [37] hängt \(T_{\textrm{N}}\) mit der Austauschkopplungsstärke \(J_{0}\) zusammen und könnte als \(T_{\ Mathrm {N}}=\frac{S(S+1)}{3k_{\mathrm {B}}T}J_{0}\), wobei S ist das Spinmoment, \(k_{\textrm{B}}\) ist die Boltzmann-Konstante. Das \(J_{0}\) würde in unserem System mit \(T_{\mathrm{N}}\) =125 K zu \(4,28 \times 10^{22}\) Joule gehen. Die mittlere Feldtheorie unterstützt dass die Magnetisierung um den Faktor \(e^{\frac{-J_{0}S}{k_{\textrm{B}}T}}\) mit der thermischen Energie zusammenhängt. Die magnetische Suszeptibilität könnte ausgedrückt werden als \(\chi =\chi_{\textrm{S}}(1-e^{\frac{-J_{0}S}{k_{\textrm{B}}T}} )\), wobei \(\chi_{\mathrm{S}}\) die gesättigte magnetische Suszeptibilität ist. Die magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung \(\chi_{\textrm{FC}}-\chi_{\textrm{ZFC}}\) könnte ausgedrückt werden als \(\chi_{\textrm{S}}e^{\ frac{-J_{0}S}{k_{\mathrm {B}}T}}\). Der \(\chi_{\mathrm{S}}\) ist empfindlich gegenüber äußeren Magnetfeldern. Wie im Einschub von Abb. 4 gezeigt, könnte diese Gleichung unser experimentelles Ergebnis bei einem weiten Temperaturbereich und externen Magnetfeldern gut erklären. Das extrahierte \(\chi_{\textrm{S}}\) ist eine Funktion äußerer Magnetfelder. Um das Ergebnis weiter zu untersuchen, wird die magnetfeldabhängige Suszeptibilität bei Temperaturen unter \(T_{\mathrm{N}}\) durchgeführt und zeigt eine Spitze bei Null-Magnetfeldern. Diese magnetische Suszeptibilitätsspitze bei einem Magnetfeld von Null wird häufig in topologischen Materialien beobachtet, und es wird spekuliert, dass sie von der frei ausgerichteten Spintextur am Dirac-Punkt herrührt [38]. Die winkelaufgelöste Photoemissionsspektroskopie (ARPES) zeigt, dass das Fermi-Niveau unterhalb des Dirac-Punktes in unserem Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\) liegt [39]. Der beobachtete Höcker sollte nicht von der Spintextur am Dirac-Punkt herrühren. Andererseits beträgt das Koerzitivfeld der Hystereseschleife etwa 50 Oe, was zwei Größenordnungen niedriger ist als die volle Breite beim halben Maximum der Spitze, 0,4 T, und die Hystereseschleife sollte nicht die Hauptquelle der beobachteten Spitze sein . Wie im Einschub von Fig. 4 gezeigt, folgt der extrahierte magnetfeldabhängige \(\chi_{\mathrm{S}}\) der gleichen Magnetfeldtendenz der gemessenen magnetischen Suszeptibilität. Dies deutet darauf hin, dass die weithin beobachtete Suszeptibilitätsspitze von der antiferromagnetischen Ordnung herrühren könnte, die von einer schwachen ferromagnetischen Ausrichtung begleitet wird.

Die dHvA-Schwingungen als Funktion inverser Magnetfelder. Das experimentelle Ergebnis passt gut zur theoretischen Gleichung

Nach der Analyse stammt die Suszeptibilitätsverzweigung vom Magnetismus schwacher Ferromagnetismus-Ordnung begleitet von Antiferromagnetismus. Die magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung hängt mit der magnetokristallinen Anisotropie zusammen. Hiermit schätzen wir weiter die magnetokristalline Anisotropieenergie, \(\Updelta E =\frac{M_{\mathrm{S}}H_{\mathrm{C}}V}{2}\), wobei \(H_{\mathrm {C}}=50\) Oe, \(M_{\mathrm {S}}=1,81\times 10^{-11}\) J/T und \(V=2,5\times 10^{-9}\ ) m\(^{3}\) in unserem System und dem \(\Delta E \sim 1.13 \times 10^{22}\) Joule [40]. Nach der magnetischen Momentenergie \(g\mu_{\textrm{B}}B\) könnte man abschätzen, dass die magnetokristalline Anisotropieenergie niedriger ist als die magnetische Momentenergie bei \(B> 0,61\) T. Dies stimmt mit unserer Beobachtung überein, dass die Aufspaltung der magnetischen Suszeptibilität bei externen Magnetfeldern über 0,7 T nicht mehr beobachtet wird.

Abbildung 5 zeigt die magnetische Suszeptibilität als Funktion von 1/B und es zeigt periodische Schwingungen. Dies ist als De Haas-Van-Alphen-Effekt (dHvA)-Oszillationen bekannt, die von der Bahnbewegung des wandernden Elektrons bei hohen Magnetfeldern herrühren [41]. Wir analysieren die dHvA-Schwingungen, indem wir die oszillatorische Magnetisierung an die Lifshitz-Kosevich (LK) Formel [42] anpassen, \(\Updelta M\propto -R\sin[2\pi(\frac{F}{B}-\delta _{P})]\). R hängt mit der Trägerstreuungsrate, dem Zeeman-Effekt und der Landau-Niveau-Verbreiterung zusammen [43]. Die Schwingung wird durch einen sinusförmigen Term beschrieben, der den Phasenfaktor \(\delta_{p}\) enthält. \(\delta_{p}\) steht im Zusammenhang mit der Berry-Phase (\(\Phi_{B}\)), \(\delta_{p} =\frac{1}{2}-\frac{ \Phi_{B}}{2\pi}\). Die Dimension der Fermitasche charakterisiert den Wert \(\delta_{p}\). Wie in Abb. 5 gezeigt, passt die theoretische Gleichung gut zu unserem experimentellen Ergebnis und den extrahierten \(\delta_{p}=0,43\) und \(F =29,8\) T. Das stimmt mit der theoretischen Vorhersage und den beobachtetes dHvA stammt aus dem topologischen Oberflächenzustand. Nach der Onsager-Beziehung [44], \(F=\frac{\hbar K_F^{2}}{2\pi}\), könnte man abschätzen, dass \(K_{F} =0.030\)Å ^{− 1} stimmt mit dem gemeldeten Wert von ARPES überein. Diese Ergebnisse legen nahe, dass die dHvA-Oszillationen vom topologischen Oberflächenzustand herrühren.

Schlussfolgerung

In dieser Arbeit haben wir das magnetische Verhalten von Ni-dotiertem Sb\(_{2}\)Te\(_{3}\)-topologischen Isolator-Einkristall untersucht. Unterhalb der Néel-Temperatur wurde eine Hystereseschleife mit niedrigem Koerzitivfeld beobachtet. Die magnetische Suszeptibilität zeigt einen Kick bei Nèel-Temperatur, der unabhängig vom externen Magnetfeld ist. Die magnetische Suszeptibilität von Nullfeldkühl- und Feldkühlprozessen fallen oberhalb der Néel-Temperatur zusammen und teilen sich unterhalb der Néel-Temperatur. Die magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung ist bei einem geringeren externen Magnetfeld größer. Es wird keine magnetische Suszeptibilitätsaufspaltung mehr beobachtet, wenn die magnetische Momentanisotropieenergie niedriger ist als die magnetische Momentenergie bei 0.7 T. Unsere Studie unterstützt, dass diese magnetischen Suszeptibilitätseigenschaften von einer antiferromagnetischen Ordnung begleitet von schwachem Ferromagnetismus stammen. Die extrahierte gesättigte magnetische Suszeptibilität passt gut zur Tendenz der gemessenen magnetischen Suszeptibilitätsspitze. Dies deutet darauf hin, dass die weithin beobachtete Suszeptibilitätsspitze vom schwachen Ferromagnetismus herrühren könnte. Die dHvA-Schwingung stimmt mit der theoretischen Vorhersage überein. Dies unterstützt, dass die beobachtete dHvA-Oszillation vom topologischen Oberflächenzustand herrührt.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die während der laufenden Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

Abkürzungen

XPD:

Röntgenbeugung

EDS:

Energiedispersive Röntgenspektroskopie

ARPES:

Winkelaufgelöste Photoemissionsspektroskopie

dHvA:

De Haas-Van Alphen