使用纯压力（3.2 MBAR）的纯氧溅射技术（3.2 MBAR） ，将15 nm的厚度层15 nm的厚度层生长到LA0.7SR0.3MNO3（LSMO）延伸（100）SRTIO3底物（100） 。该技术通过尖锐的界面和可忽略不计的化学计量偏差产生高度外延的生长（请参阅下一部分关于鳗鱼分析的部分） 。LSMO充当牺牲层 ，允许将BTO层释放到浸入选择性的Ki+HCl蚀刻thr the（HCl溶液中33 mg Ki 1.8％体积浓度）中的平均时间为3天（参考文献48）。浸入浸入之前，将聚丙烯碳酸盐（PPC； Sigma Aldrich）溶液（每100 ml苯甲酸盐的10 g PPC）自旋涂层（30 s的7,500 rpm ，持续30 s）到原始BTO样品上 。将PPC在70°C中固定在热板中10分钟后 ，将样品粘附在商业的聚二甲基硅氧烷（PDMS；凝胶纤维WF 4×6.0 mil by Gel -pak）邮票中 。将样品浸入蚀刻溶液中3天，在这个时期，底物通常与聚合物支撑的膜自行脱离。然后将样品在去离子水中洗涤30 s。辅助聚合物可以操纵独立的氧化物层 ，直到转移到孔SI3N4膜网格上以进行茎观测 。通过将网格保持在80°C的毛皮板上 ，以促进整个BTO层（约5×5 mm2尺寸）的转移 。去除PDM后，将膜浸入丙酮和异丙醇中 ，以去除其余的PPC并清洁自由主义的氧化物层的表面。扭曲双层的确定性组件是通过将第一层安装在定制的层转移设置中的显微镜下的可旋转平台上的第一层 。将层边缘（平行于[100]方向平行于基板边缘）与样品持有人的参考标记对齐 。相对于第一个使用层边缘 ，第二层可以放在顶部旋转的顶部 （与[100] BTO晶体学方向平行）以确定角度。扭曲角度的精度为1° 。可以通过电子显微镜图像的快速傅立叶变换（FFT）斑点之间的移位来测量扭角（准确性为0.1°）的更精确值 。补充图1显示了转移到金包硅晶片上的扭曲双层的光学显微镜图像。注意样品的大面积（大约mm2尺寸） 。尽管可以观察到一些皱纹，但它们被足够大的距离分开 ，以使两层超过另一层在另一个顶部 。
扭曲双层表面上的原子力显微镜观察显示出相似的小粗糙度 ，在微米大小的距离上的值在0.5 nm（RMS）的范围内（补充图2）。
使用JEOL JEM-ARM 200CF矫正的电子显微镜进行茎表征，该电子显微镜配备了冷场发射枪和一个以200 kV运行的GATAN量子光谱仪 。深度截面的茎 - haadf是通过获取原子分辨率的词干-HAADF图像作为Defocus49,50的函数来进行的 ，从而使我们能够探测样品的不同深度并区分堆栈的顶层和底层 。使用30刺探头形成孔径半径和HAADF探测器收集半座为70-200 MRAD的STEM-HAADF图像。
对于鳗鱼的表征 ，在每个像素扫描梁的同时，以每个像素为1 s扫描梁时 ，都会获取每个像素的电子损失光谱。为了获取 ，我们使用了具有0.25-eV色散的双eels模式，使我们能够同时记录零抛光峰和BTO核心损失边缘 。对于EELS元素组成分析，我们使用GATAN数字显微照片套件中的例程进行了基于模型的定量 ，包括复数散射51,52 。补充图3显示了相对Ti -O浓度曲线。我们的分析表明 ，生长的样品具有化学计量的Ti和O浓度 。
将纳米厚（8–30 nm）BTO层分层，以形成带有确定性扭曲角的扭曲的双层同型 ，被转移到孔中的SI3N4膜上进行电子显微镜成像 。为了研究扭曲双层单个层的结构特性 ，我们进行了一个茎 - haadf实验（请参阅上一节）。着眼于堆栈的入口表面（Defocus = 0 nm），我们观察到了BTO钙钛矿的典型结构 ，该结构与顶层相对应 。通过更改散焦以达到扭曲双层的界面（defocus = -15 nm）的界面（扩展数据图1B） ，显示了Moiré的对比 。进一步增加的散焦使焦点中的底层似乎是由双层的扭曲角旋转的。扭曲的铁电双层表现出特征性的Moiré特征，由两层之间的原子巧合模式确定（扩展数据图1C） 。由FFT图像确定的10.4°扭曲角沿制造的样品是均匀的 ，并且在确定性传输过程中接近膜的标称旋转 。FFT显示了顶部和底部扭曲的BTO层的斑点。为了清楚起见 ，我们表示与扭曲层相对应的方向，形成Moiré模式为（100）*和（010）* 。Moiré模式在两个层的高度（原子原子）同时区域显示了两个不同的（高原样特征） ，在扩展数据中标记为AA和AB ，图1B和扩展数据中显示的刚性原子模型图1d 。在AA站点周围，在顶部和底层之间有AA堆叠（BA上的ba，ti和O上的O） ，而AB站点在保留AA AA堆叠的twisted层的AB堆叠（ti和ti上的ba on ti和ti）和Ti catiations ba和ti catiation。
我们使用峰值对分析（PPA）软件包（HREM研究）进行了数字显微照片53分析应变。我们分析了3°和10.4°扭曲的BTO双层堆栈的茎-HAADF图像 ，这些堆栈的重点是堆栈的入口表面（Defocus = 0 nm） 。为了提高分析的精度，将扫描方向从BTO的晶体轴上旋转 。为了进行分析 ，我们执行了一个Bragg滤波器 ，将沿（100）和（010）方向的两个主要反射作为基础向量。然后在过滤的图像上确定峰位置，并计算了相对于参考晶格区域的测量晶格的相对位移场（UY ，UY） 。在这种情况下 ，我们将整个图像用作参考区域 。最后，从位移场AS和。
扩展数据图2a ，B显示了两个双层的顶层的（原始）未加工的图像 。在顶层（Defocus = 0）上测量了内征菌株 。除了对称剪切菌株（εxy）外 ，应变分析还包括与钙钛矿晶格局部旋转相关的应变张量（ωxy）的抗对称成分（扩展数据图2C，D）。单个BTO独立层上的控制实验显示出几乎均匀的应变分布（扩展数据图3） ，这清楚地表明 ，在双层中获得的复杂应变图源于扭曲层的堆叠 。请注意，在AA和AB位点的扭曲层之间有最大的原子原子巧合 。我们发现这些区域中的剪切菌株很小。
为了确定铁电偏振，在快速过滤的BTO BTO双层堆栈的快速过滤的茎-HAADF图像上测量了A位点BA和B点的原子位置 。为了准确确定原子位置 ，我们使用AtoMAP54进行了2D高斯拟合 。根据单个单位细胞中B位阳离子的过度转化计算了极化（B位置阳离子的相对位移是从中心对称位置的 ，由同一单位细胞中的A位点BA阳离子确定）55。
扩展数据图4显示了3°扭曲的BTO双层的极化分析。左图的箭头（其长度与BTO散装铁电时尺度缩放）具有极化波的模式 。减去图像中平均极化（P -P）值后，可以更好地观察到铁电涡流的阵列（扩展数据图4 ，右） 。
补充注释3中描述了由于FFT分析和电子通道效应56引起的图像畸变和伪影引起的造成的影响。
不均匀菌株的起源是两种铁电层之间通过扭曲层之间的狭窄界面启用的界面近端诱导的物理耦合 。扩展数据图5显示了10°扭曲BTO双层的横截面茎-HAADF图像 。界面的宽度是根据掩模过滤的反式FFT图像（扩展数据图5C）在界面上的强度曲线测得的。请注意 ，在最近报道的扭曲的SRTIO3膜35的图像中，堆栈界面的深色对比是相似的 ，可以通过界面57处的信道效应来解释 。正如横截面高分辨率显微镜图像所证明的那样 ，层之间存在着非常“亲密的”接触，可以使层之间的相互作用58之间的相互作用 ，这对我们的极性氧化物59有望很强 ，即使在整个Adatom层也可以生存60 。有时，我们会发现因疾病或吸附物引起的界面宽度增加而增加的区域 ，在这种区域均未观察到莫伊尔模式和应变调制。
扩展数据图6显示了扩展数据的双层顶层的极化图图5 。接近界面接近的平面极化的发现表明 ，菱形类似相的成核，其极性位移大约在1 、1 、1方向上 。（严格地说，这一阶段可能是单斜的。）考虑到缺陷和/或吸附物可能有利于出现平面外极化成分的底部界面的存在 ，这并不是完全出乎意料的 。
相比之下 ，顶层表面的净间极化表明我们的层呈现出在散装物质中也出现的四方和正骨铁电阶段 。BTO晶体在室温下呈现四方结构，这表明在我们的层中也发现了沿[1 ，0]或[0 ，1]方向的极化。单个BTO独立层显示在[1，0]方向上平均面内极化 ，尽管也观察到[1 ，1]正骨域[1，1]正骨域（参见扩展数据图7 ，该图7显示了单个BTO自由式层中铁电偏振方向的直方图块）。鉴于鉴于与正骨的巨大四方过渡（发生在278 K处 ，这意味着这些阶段在环境条件下具有非常相似的自由能），并且现有界面的事实是 ，现有界面可能会导致更多的平面放松 ，这可能会导致观察到的各个阶段，这可能会使许多阶段的稳定范围差异，因为它们可能会遇到许多范围 ，因为它们的稳定范围都可以使我们的任何阶段都构成了任何因素 。散装化合物 。有趣的是 ，除了上面讨论的具有同质铁电极化的大型域外，单层也显示出几乎同质的应变状态 ，没有任何迹象表明在扭曲的双层中观察到的极性拓扑（参见扩展数据图3 ，这显示了图1的类似分析图3，显示了图1所示的单层。
观察到的应变 - 极化模式的厚度依赖性为效应的起源提供了重要的线索（扩展数据图8 ，显示了具有30 nm和8 nm厚的BTO层的双层的极性拓扑 ，其扭曲角度为11°） 。由于显微镜的聚焦深度，厚度为8 nm的是下限 ，可以独立解决这两个层的原子位置（补充图4） 。单个层的较大厚度会导致抗Vortex位点处的剪切应变值较小（30 nm样品的1％ ，而不是15 nm层的双层层的约2.8％），在减去均质极化后的涡旋矩值较小的涡旋矩值（对于均匀的极性后 ，对于30-nm的均值1.5eÅ2）而不是4eÅ2 ，而不是4eÅ2。相反，在8 nm样品中，即使没有减去均匀的极化 ，也观察到极性拓扑 ，这在极化景观中产生可忽略不计的变化 。同样，在较薄的样品中获得了较大的剪切应变（2.9％）和环形矩（3.5eå2）的平均值（2.9％）（3.5EÅ2） 。这表明 ，由层的相对旋转引起的剪切菌株模式稳定了涡旋状态 ，以实现足够薄（8 nm）的层。随着厚度的增加，观察到均匀的极化成分 。
我们进行了DFT计算 ，如维也纳Ab Initibil仿真软件包（VASP）61,62 。我们将Perdew-Burke-Ernzerhof公式用于固体（PBESOL）63用于交换相关功能的广义梯度近似实现。原子核在投影仪仪的近似值中进行处理64 ，明确考虑以下状态：BA的5s，5p和6s；Ti的3p ，4s和3d;O. O的2s和2p 。我们使用了500-EV的能量截止 ，用于平面波基集 。模拟细胞由6×6×1钙钛矿单位细胞组成，并使用1×1×4 Monkhorst – Pack65 K点网格计算。结构完全放松 ，直到残留力降至0.01eVÅ -1以下 ，残留应力下降到0.001 GPA以下。
让我们强调我们的DFT模拟对应于非常低温的极限（正式为0 K） 。因此，计算的能量差异（即，将单域铁电状态与涡旋 - 抗速作物结构分开的每个配方单元的9 MeV可以作为室温下相关自由能差的上限 。（实际上 ，计算出的能量差来自铁电域壁（已知的能量会减少加热的能量 ，以及不均匀的应变调节调节（由层间耦合施加）。）请注意，在我们的模拟中 ，我们在模拟中均应进行单独的效果（当时是两种透明的案例（当时） ，但在某些情况下进行了稀疏，而不是在实验中 ，而不是透明的 ，则是在我们的模拟中进行的 。均匀状态的相对较小的调节 。因此，计算的能量差也是诱导（相对较小的）拓扑特征的实际能量成本的上限。因此 ，我们的DFT结果表明 ，实验观察到的拓扑结构可以轻松访问并在物理上进行声音 。
上述考虑还解释了实验观察到的局部极化（约为0.2 c m -2）与模拟涡流 - 抗逆转录状态（约为0.1 c m -2）之间的定量差异 。尽管前者与极性的极性状态相关，但后者对应于一种构型 ，在该构型中 ，总偏振符号会在几个单位细胞的长度尺度上改变标志。在如此强烈的不均匀状态下发现幅度减小的局部极化是很自然的，因为这会产生较小的极化梯度和相关能量损失的减少 。
最后，让我们注意到直接模拟扰动的同质状态将需要限制DFT弛豫 ，以尊重实验性观察到的不均匀应变模式 。这些计算将涉及几个非平凡的假设和技术并发症 ，我们在这里没有追求它们。
我们的定量测量值使我们能够计算应变梯度和极化调制，从而估计有效的线性柔性系数 。我们有
在室温下 ，该大体BTO的典型实验结果（据报道为0.15μcm -1和3.3μcM -1）的典型实验结果 。但是 ，我们认为这种分歧可能并不令人惊讶，原因有两个：（1）我们的扭曲层与文献中描述的模型大量材料大不相同；（2）我们测量的应变梯度比用于测量挠性系数的数量级大。关于第一个点 ，我们受约束的BTO层可能比散装材料更牢固 ，因此提出了较小的挠性响应。（已知柔性耦合的大小与介电响应的大小成正比 。）关于第二点，请注意 ，要确定实验上确定挠性系数 ，有意选择所考虑的应变梯度，有意选择为1 M -1的阶数（参考69） 。8×10 M -1的应变梯度（与铁弹性结构域相关的阶段）被认为很大。我们的样品中的梯度更大 ，几乎要大两个数量级 。这表明我们的样品中的柔韧性效应必须非常非线性 。因此 ，与实验文献中报道的严格线性效应进行比较是合理的。
此外，由于对挠性效应的表面贡献70，我们可能会有差异 。此外 ，让我们注意到 ，BTO的理论预测产生的μxxy值在0.08 nc M -1左右（参考文献71），也就是说 ，它的效果比我们估计的效果小 。对于实验和理论来说 ，进一步阐明这些问题将是一个巨大的挑战，并且超出了当前工作的范围。
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文章不错《扭曲的batio3独立层中的2D铁电涡流图案》内容很有帮助