Диссертация (1103182), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Многие сплавы Гейслера отвечают и этому требованию. Вчастности, упорядоченный массивный образец сплава Ni2MnIn имееткубическую кристаллическую структуру типа L21 с постоянной решетки6,069 Å или 6,073 Å. Близкое значение (6,058 Å) имеет постоянная решёткиполупроводникового арсенида индия InAs [10]. Аналогичное соответствиенаблюдается между Co2-содержащими сплавами Гейслера и оксидом магнияMgO [11]. Таким образом, Ni2MnIn можно использовать в паре с InAs, аCo2XY в паре с MgO для создания спинтронных устройств.Но эксперименты показывают различие свойств массивных образцов итонких плёнок, которые представляют гораздо больший практическийинтерес. Так, при использовании тонких плёнок сплавов Гейслера в качествеэлектродов на полупроводниковых материалах спиновая поляризацияинжектированных носителей заряда обычно оказывается далеко не полной[12].В 1983 году де Гроот установил, что сплав NiMnSb имеет уникальнуюзонную структуру, будучи изолятором в подзоне со спином «вниз», нометаллическими в подзоне со спином «вверх» [13].
У этого сплава было17предсказано существование энергетической щели шириной 0,5 эВ в районеуровня Ферми для электронов со спином «вниз». Кюблер отметиланалогичную зонную структуру в полных сплавах Co2MnZ [14]. При этомэнергетическая щель для электронов с отрицательным направлением спинаили 100%-ная спиновая поляризация на уровне Ферми экспериментальнонаблюдалась лишь на объёмных образцах, тогда как на тонких плёнках былаобнаружена лишь 50%-ная поляризация [15].Предположительно,такоерасхождениесвязаносплохимиэлектрическими и магнитными свойствами интерфейса.
Действительно,полная спиновая поляризация на уровне Ферми была теоретическипредсказана лишь в том случае, когда структура сплава является идеальноупорядоченной и соответствующей типу L21. На примере нескольких сплавов(таких как Cu2NiZn и Rh2MnZ, Z = Ge, Sn, Pb) было показано исчезновениещели в плотности состояний для подзон со спином «вниз», если сплавнаходится в неупорядоченном состоянии [16].При изучении магнитных свойств тонких плёнок сплава Co2MnZ (где Z= Sn, Si, Ge) было выявлено, что намагниченность насыщения сильноснижается по сравнению со значением для объёмного образца, а такжезависит от толщины плёнки и материала подложки [17].
Многие плёнкиперестают быть ферромагнитными при толщине менее 15 Å. Из этогоследует,чтонесколькомонослоёвнаинтерфейсеобразцовнеферромагнитны. Такое возможно из-за посторонних вкраплений илидислокаций.Природа ферромагнетизма и влияние атомного разупорядочения наэлектронную структуру и физические свойства сплавов Гейслера ещё неизучены в полной мере и представляют собой сложную задачу. Известно, чтохолодная обработка, а также атомное разупорядочение или композиционноеотклонение от стехиометрии изменяют магнитные свойства сплавов Гейслера[18].18Магнитные сплавы Гейслера обычно содержат редкоземельныеэлементы или марганец. К таким сплавам отностятся, например, GdNiSn,NiMnSb, YbPtBi или PtMnBi [1].
Магнитный момент никеля близок к нулю.Магнетизм в половинных сплавах Гейслера возникает из-за атомов марганцаили редкоземельных элементов (т.е. атомов Y в составе сплава, см. рис. 1.1)[19].Поскольку атомы марганца в упорядоченном сплаве Гейслера отделеныдруг от друга неферромагнитными атомами Z, они связаны между собой спомощью РККИ-взаимодействия через электроны проводимости. Такимобразом, любое изменение химического или атомного порядка может влиятьна величину этого взаимодействия и, следовательно, на магнитные свойствасплава.
Было показано (см. [18],[20]), что намагниченность насыщения, атакже температура Кюри TC могут быть понижены примерно на 30%, еслиплотность дислокаций достигает значения около 1013 см-2. В то же время,былоустановлено,чтозначительныеструктурныеразупорядочения,полученные в неферромагнитных аморфных плёнках Cu2MnZ (Z = Al, In, Sn)приводят к образованию спинового стекла [21]. Исследования в работе [22]показали, что атомное разупорядочение в сплавах Fe2TiSn вызываетпоявление слабого ферромагнетизма при неферромагнитном упорядоченномсостоянии.В работе [6] исследовались образцы сплава Ni2MnIn с кристаллическойструктурой типов L21 и В2.
Решётка типа В2 отличается от L21 (см. рис. 1.2)тем, что атомы X (в данном случае никель) находятся на своих местах, в товремя как атомы Y и Z (т.е. Mn и In) не чередуются, а случайным образомперемешаны между собой. Было показано, что структурные преобразования«L21 → В2» и «В2 → аморфное состояние» приводят сначала к уменьшению,а затем к исчезновению ферромагнитного порядка. Кроме того, изменения вэлектронно-энергетическойструктуресплававблизиуровняФерми,вызванные атомным разупорядочением, ухудшают соответствие структурысплава Ni2MnIn структуре полупроводникового слоя InAs. Оба эти фактора19мешают использованию Ni2MnIn в качестве спин-инжектора.
Также былопоказано, что отжиг аморфных плёнок при температуре 750 К в течение 2 чвосстанавливает кристаллическую структуру типа B2 и ферромагнитныйпорядок.§ 1.2. Оптические и магнитооптические свойствасплавов ГейслераНаблюдаемыев сплавах Гейслерамагнитооптическиеэффектыпроявляют некоторые важные особенности. Так, открытие гигантскогокерровского вращения для половинного сплава Гейслера PtMnSb (> 2 o прикомнатной температуре и 50 при Т = 80 K) делает возможным егоприменение для магнитооптической записи [23].
С тех пор наблюдаетсябольшой интерес к исследованию магнитооптических свойств этого классасоединений (например, [8], [6], [24]).Фриманом и др. в работе [8] было дано теоретическое описаниеоптических и магнитооптических свойств некоторых сплавов Гейслера:Co2MnGe, Co2MnSi, Co2MnSn, Co2MnGa, Co2MnIn, NiMnSb и Ni2MnGa. Вовсех этих соединениях атомы марганца являются источником большогомагнитного момента, и их электроны сильно гибридизированы с dэлектронами других переходных металлов.На основе расчёта из первых принципов электронной структуры этихсоединений, авторы рассчитали положения пиков в спектре оптическойпроводимости, связанные с соответствующими переходами между занятымии незанятыми состояниями.
Учитывались межзонный и внутризонный(друдовский) вклады в изменения оптических параметров. Внутризонныйвкладимеетбольшоезначениедлянезначительным для энергий больше 1,5 эВ.малыхчастотистановится20Показано, что оптические переходы в основном происходят в зонах соспином «вниз», где больше свободных состояний, доступных для переходов.На рис. 1.4 приведена зонная структура для спина «вниз» в сплаве Co2MnSi.Стрелками выделены возможные переходы с энергиями, соответствующимиэнергиям основных максимумов в спектрах оптической проводимости.Главнымобразомэтопереходымеждуd-состояниямикобальтаигибридизироваными состояниями «d кобальта — d марганца — p кремния».Аналогичные расчёты были проведены также для сплава Ni2MnIn.Результаты расчёта оптической проводимости с хорошей точностьюописывают экспериментальные данные для этого сплава [6].Также в работе [8] на основе полученной зонной структуры былирассчитаны спектральные зависимости полярного эффекта Керра (ПЭК).
Ониприведены на рис. 1.5. Несмотря на подобную структуру сплавов, спектрысущественно различаются между собой. Для Co-содержащих сплавов вобласти энергий 0,5 — 1,5 эВ виден характерный пик. В случаях, когда сплавсодержит элемент III группы (Ga, In), этот пик больше по величине и сдвинутв область меньших энергий (0,5 эВ). Если же содержится элемент IV группы(Si, Sn), то величина пика меньше и расположен он при энергии ~ 1 эВ. Видспектров ПЭК также существенно трансформируется при замене Co на Ni.Спектральные зависимости экваториального эффекта Керра (ЭЭК) длянекоторых образцов Ni2MnIn, представленные в работе [6] (рис.
1.6),обнаруживают пики при значениях энергии падающего света Е = 1,7 эВ и Е= 3 эВ. При этом пики наблюдаются только для объёмного образца и плёнок,изготовленных при высоких температурах (Ts = 660 и 730 К), а также дляплёнки, изготовленной при Ts = 150 К, но впоследствии отожжённой при 750К. Все эти образцы имеют кристаллическую структуру с типом решётки L21или B2.21Рис. 1.4. Теоретически рассчитанные плотности состояний в d-состоянияхкобальта и марганца и в p-состояниях кремния (справа) и зонная структурадля спина «вниз» (слева) в сплаве Co2MnSi [8].Рис. 1.5. Теоретически рассчитанные величины ПЭК (Kerr angle) внекоторых сплавах Гейслера [8].22Первый пик авторы объясняют переходами (10 → 14) и (14 → 18) дляспина «вниз», где цифрами обозначены номера зон по классификации Кубо идр. (см.
[25]). В 10 и 14 зонах содержатся в основном 3d-электроны никеля, атакже небольшое количество s- и p-электронов. В 18 зоне — 3d-электронымарганца и 3d-электроны никеля. Пик в области 3 эВ определяется в первуюочередь переходами (10 → 18) для спина «вниз». Зоны со спином «вверх»вносят незначительный вклад в оптические переходы в измеряемомдиапазоне энергий.В работе [24] приведены измерения магнитооптических спектров дляобъёмных образцов сплава Ni2MnGa в аустенитной фазе (рис.
1.7а).Измерения проводились при различных углах падения света (φ = 66о, 75о). Порезультатам магнитооптических и оптических измерений были рассчитаныдействительная и мнимая части недиагональных компонент тензорадиэлектрической проницаемости (рис. 1.7б).На спектрах ЭЭК и мнимой части ε2′ наблюдаются характерныемаксимумы в районе 1,75 и 2,7 эВ. По мнению авторов, их наличиеобусловлено оптическими переходами (13, 14 → 15) для спина «вниз» ипереходами (13, 14 → 19), (18, 19 → 20) для спина «вверх» (номера зон поКубо, [25]).Приведенные результаты показывают, что магнитооптические спектры,чувствительны к изменениям состава сплавов Гейслера.
Кроме того, слабоизученными остаются магнитооптические свойства мартенситной фазы (см. §1.3), различия магнитооптических спектров полных и половинных сплавовГейслера, а также сплавов разного типа.23Рис. 1.6. Спектральные зависимости ЭЭК δp для объёмного образца (bulksample) и тонких плёнок Ni2MnIn [6]. Ts — температуры, при которыхизготавливались плёнки.Рис.
1.7. Спектральные зависимости ЭЭК δ (а), а также действительной имнимой частей недиагональной компоненты тензора диэлектрическойпроницаемости ε1′, ε2′ (б) объёмных образцов Ni2MnGa в аустенитной фазе[24].24§ 1.3. Мартенситный переход в сплавах Гейслера1.3.1. Механизм мартенситного переходаИнтересным свойством некоторых металлических сплавов является ихспособность претерпевать обратимые мартенситные переходы, в ходекоторых вместо слабо анизотропной кубической структуры образуетсямартенситная структура с сильной анизотропией.Мартенситный переход представляет собой фазовый переход первогорода в твёрдых телах, бездиффузный, сопровождающийся смещением атомови обусловленный энергией деформации, возникающей при сдвиге.
Примартенситном переходе не происходит дальнего движения атомов. Во времяфазового перехода они перемещаются на расстояния, меньше межатомныхрасстояний [26].Исторически первые исследования мартенситных переходов былипредприняты А. Мартенсом в конце XIX века в сталях. Название«мартенсит» было использовано для описания микроструктуры, найденной взакалённых сталях. Гамма-фаза железа в стали при температуре, вышекритической, была названа аустенитом, в честь У. Робертс-Остена.Однако мартенситный переход может происходить не только в сталях,но и в различных типах материалов, например, в сплавах цветных металлов,керамике,полимерах,минералах ит.д.В данной работебудетрассматриваться мартенситный переход в сплавах Гейслера.При формировании мартенситной фазы из исходной фазы (аустенита),различные участки материала преобразуются с высокой скоростью, так чтопревращение происходит в основном за счёт зародышеобразования и ростановой фазы.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
