МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ В ПНИКТИДАХ МАРГАНЦА С NiAs-СТРУКТУРОЙ Текст научной статьи по специальности «Нанотехнологии»

УДК 538.69

МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ В ПНИКТИДАХ МАРГАНЦА С №Аэ-СТРУКТУРОЙ

Э. Т. Кулатов, А. Г. Наргизян, Ю. А. Успенский, С. В. Халилов

Проведены первопринципные релятивистские расчеты электронного строения и магнитооптических спектров (угол Керра, эллиптичность и оптическая проводимость) в бинарных пниктидах марганца МпАв, МпвЬ и МпВг. Результаты расчетов находятся в удовлетворительном согласии с экспериментальными данными.

Исследование соединений с высокой магнитооптической (МО) активностью имеет большое значение как для практических приложений, так и для более глубокого понимания электронной структуры и магнитных свойств твердых тел. В последнее время много внимания как в экспериментальном, так и в теоретическом плане уделяется интерметаллическому соединению гейслерова типа (РЬМиБЬ) с кубической структурой типа С\ь- Этот интерес обусловлен в первую очередь возможностью использования этого соединения в качестве рабочего тела в МО дисках для оптической записи информации в связи с открытием гигантского эффекта Керра в массивных образцах с углом Керра = —1,3° [1] и на тонких пленках с вк = —2° [2] при комнатной температуре и энергии Нсо = 1,7 эВ. Однако почти полное отсутствие магнитокристаллической анизотропии не только в массивных образцах, но и в тонких пленках ПМпБЬ, связанное с высокосимметричной кубической структурой соединения, ставит под сомнение возможность практического использования этого вещества. Дело в том, что в МО дисках главным требованием, помимо, естественно, величины эффекта Керра, является наличие перпендикулярной (одноосной) магнитной анизотропии.

Вместе с тем, недавно были получены пленки на основе МпБЬ с кристаллической гексагональной структурой типа Л^гАй, обладающие перпендикулярной магнитной анизотропией [3]. Более того, замещение части атомов БЪ на атомы Pt в комбинации со специальной обработкой полученных пленок резко усиливает эффект Керра, который

достигает 1° при длине волны падающего излучения А = 500 нм и комнатной температуре [4]. Интересно отметить, что при сравнении гексагональной типа NiAs и кубической типа С\ь структур между ними обнаруживается сходство.

Пниктиды марганца МпАв, МпБЪ и Мп£И являются ферромагнетиками соответственно с Тс = 318, 573 и 623 К. Величины локальных магнитных моментов достигают 3,2 - 3,5 цв на атоме Мп и составляют -0,2 —0,3 ив на атоме пниктида [5]. Указанные вещества интересны и с точки зрения влияния спин-орбитального взаимодействия на МО спектры изоструктурных и изоэлектронных соединений, обладающих к тому же примерно одинаковым обменным расщеплением.

Нами проведены первопринципные полностью релятивистские расчеты электронных структур МпАв, МпБЬ и МпВ1 методом ЛМТО [6] в приближении функционала локальной спиновой плотности [7]. Базисный набор в разложении блоховской волновой функции включал орбитали с 1тах = 3 для атомов Мп и 1тах = 2 для атомов пниктида. Все расчеты выполнены на сетке из 126 к-точек в 1/24 неприводимой части зоны Бриллюэна. Результаты настоящих расчетов (электронная структура, плотность электронных состояний) находятся в хорошем согласии с результатами наших предыдущих расчетов [8]. Зонные энергии и волновые функции были использованы для вычисления межзонной поглощающей части тензора диэлектрической проницаемости (ДП) в соответствии с [9]:

где г и / относятся к начальному и конечному зонным состояниям, а матричный элемент перехода между этими состояниями равен Рр'(к) = < /к|Й ур /г|гк >. Внутризонная часть диагональных компонент тензора еар(ш) описывается, как правило, с помощью формулы Друде:

ш.I

, 47Г е2т

ш = -

р ПП

Е / - (3)

Что касается внутризонного вклада в недиагональные компоненты тензора диэлектрической проницаемости, то, несмотря на неоднократное обсуждение этого вопроса (см.,

напр., [9]), соответствующее микроскопическое выражение пока еще не получено. По-

inter.abs / \ _i nit с

еле сглаживания еа/3 (о>) с обратным временем жизни т = 0,1 hu>, необходимого для учета конечной ширины энергетических уровней вблизи уровня Ферми, мы использовали преобразования Крамерса - Кронига для нахождения межзонной дисперсионной части тензора ДП.

Полный тензор ДП еар(и) = eiiap(u) + гб2,а/з(^) далее был использован для расчета полярного угла Керра в к (и) и эллиптичности б a'(w):

0кИ + "кИ = еху(ш)/[( 1 - ехх(и))^ехх{и)}. (4)

Последнее уравнение справедливо для кубических и гексагональных кристаллов с направлением магнитного момента М||[001], [0001]. При этой конфигурации поглощение света определяется компонентами t2,xx(u) и t\iXy(u>).

0К, ек Схх 0К. ек °хх

Энергия, эВ Энергия, эВ

Рис. 1. Частотные зависимости угла Керра вк (-) и эллиптичности ек (---) (в градусах)

и оптической проводимости охх ^ооо] (в ед. 1014с-1^ в арсениде марганца МпАв.

Рис. 2. То же, для антимонида марганца МпБЬ.

Расчетные энергетические зависимости ^к(^), ек(^) и оптической проводимости = (и/А-я)с2,хх{ш) приведены на рис. 1-3 для МпАэ, МпБЪ и МпШ. Следует отметить, что в расчете мы ограничились компонентами тензора ДП, перпендикулярными оси с. К сожалению, экспериментальные данные по МО спектрам и оптической

0к, Ек °хх

Энергия, эВ

Рис. 3. То э/сс, для МпВг.

проводимости на настоящий момент имеются только для МпАз и МпБЬ [10 - 12]. Наши расчеты достаточно хорошо воспроизводят диагональную компоненту тензора ДГ1, т. е. &хх{ш). Особенность при 3 эВ по амплитуде и по положению практически совпадает с экспериментом. Незначительные расхождения имеются только в инфракрасной области спектра.

Расчетные МО спектры в целом неплохо согласуются с экспериментом. В частности, можно отметить, что измеренное максимальное вращение Керра по положспию удовлетворительно описывается расчетом. Линейный ход эллиптичности в области 1-4 эВ [11] в МпБЬ воспроизводится расчетом (рис. 2). Необходимо заметить, что поскольку мы не учитывали продольных компонент тензора, достигнутый уровень согласия с экспериментом позволяет надеяться на более точное совпадение с измеренными спектрами при учете всех компонент тензора ДП.

Данная работа финансировалась Российским фондом фундаментальных исследований (грант N 94-02-03680-а).

ЛИТЕРАТУРА

[1] Van Engen P. G., Buschow К. H. J., Jongebreur R., and E r m a n M. Appl. Phys. Lett., 42, 202 (1983).

[2] I n u к a i Т., S u g i m о t о N., Matsuoka M., and О n о К. J. Magn. Soc. Japan, 11, Suppl. Si, 217 (1987).

[3] Takahashi M., Kikuchi Y., Tanaka Т., and Wakiyama Т., J. Magn. Soc. Japan, 14, 147 (1990).

[4] Takahashi M., Shoji H., Hozumi Y., and Wakiyama Т., J. Magn. Magn. Mater., 131, 67 (1994).

[5] I d о H., J. Appl. Phys., 57, 3247 (1985). Yamaguchi Y., Watanabe H., J. Magn. Magn. Mater., 31-34, 619 (1983).

[6] A n d e г s e n О. K., Phys. Rev., B12, 3060 (1975).

[7] V о n Barth U. and H e d i n L., J. Phys. C: Solid St. Phys., 5, 1629 (1972).

[8] Kulatov E., Vinokurova L., and Motizuki K., in Recent Advances in Magnetism of Transition Metal Compounds, ed. by A. Kotani and N. Suzuki. World Scientific Publishing Co. Pte. Ltd, Singapore, 1993, p. 56.

[9] К u 1 a t о v E. Т., U s p e n s к i i Yu. A., and H a 1 i 1 о v S. V. Phys. Letters A, 165, 220 (1994).

[10] Stoffel A.M. and Schneider J. J. Appl. Phys., 41, 1405 (1970).

[11] Buschow К. H. J., Van Engen P. G., and Jongebreur R. J. Magn. Magn. Mater., 38, 1 (1983).

[12] Allen J. W. and M i к к e 1 s e n J. C. Phys. Rev., В 15, 2952 (1977).

Поступила в редакцию 12 января 1995 г.