Mn3Sn的高壓物性研究*

周文星劉曉迪?遲振華

1.中國科學院合肥物質科學研究院固體物理研究所,合肥 230031

2.中國科學技術大學研究生院科學島分院,合肥 230026

3.寧波大學物理科學與技術學院高壓物理科學研究院,寧波 315211

1 引 言

鐵磁體因具有自發磁化而呈現反?；魻栃?Anomalous Hall Effect,簡稱AHE).反鐵磁體凈磁化為零,通常不應具有AHE.因而,在非共線反鐵磁體中觀察到的AHE困惑了人們很長時間.直到Berry相位概念和理論的提出,才很好的回答了這個問題[1-3].Mn3Sn是一種非共線反鐵磁體,展現出室溫下大的AHE和能斯特效應、自旋霍爾效應、逆自旋霍爾效應等豐富的物理效應[4-13].常壓下,Mn3Sn的反鐵磁轉變奈爾溫度T N約為420 K,在T S～250 K附近發生一個磁結構轉變,從非共線磁有序轉變到螺旋磁有序[14-17].

壓力,作為一個獨立于組分和磁場的熱力學參數,在不引入組分無序的前提下,通過縮小原子間距增強原子之間的相互作用,通過體積塌縮增強晶體中近鄰位置電子軌道波函數之間的交疊,反過來增大電荷躍遷動能對庫侖排斥勢能之比,是調控關聯電子體系微觀相互作用的一種連續、可逆、可控的潔凈物理手段[18-21].晶體中的磁耦合強度對晶格參數的變化非常敏感,壓力通過改變晶格參數可以有效地改變磁結構[22-24].最近,對Mn3Sn的高壓X射線衍射研究發現其在5 GPa附近發生一個等結構相變[25].本文中,我們使用金剛石對頂砧(Diamond Anvil Cell,簡稱DAC)產生高壓測量環境,研究了壓力對Mn3Sn的低溫電輸運和反?；魻栃挠绊?研究發現:隨壓力增加,磁結構轉變溫度T S先下降,在發生一個等結構電子拓撲轉變(Electronic Topological Transition,簡稱ETT)后快速上升;Mn3Sn的AHE被壓力快速抑制,在發生ETT后完全消失.

2 實驗方法

實驗采用的高壓產生裝置是日本HMD公司加工的螺紋旋進加壓式鈹銅金剛石對頂砧,一對臺面直徑300微米的金剛石壓砧通過螺紋旋進互相擠壓產生高壓,初始厚度為250微米的鎢片預壓到厚度30微米,利用激光打孔將直徑300微米的壓痕全部打掉,然后填充立方氮化硼粉和環氧樹脂混合物,重新預壓到厚度30微米,手工切割5根厚度為5微米的鉑片做電極.5電極排布可同時測量樣品的縱向電阻R xx和橫向霍爾電阻R x y,樣品和電極之間的接觸布局如圖1所示.

圖1 樣品和電極布局圖

3 結果與討論

不同壓力下縱向電阻隨溫度的變化關系如圖2(a)所示,Mn3Sn在0～60 GPa壓力范圍內一直保持金屬導電行為.5 K和300 K的電阻隨壓力的變化如圖3(a)所示,在5.5 GPa附近d R/d P發生明顯的轉變,根據已有的Mn3Sn高壓X射線衍射研究,可以認為是由等結構相變導致的電阻異常[25].當壓力超過5.5 GPa,R300K隨著加壓緩慢下降,而R5K先是突然下降后緩慢上升,從側面印證了室溫和低溫下不同的磁結構.通過取電阻對溫度一階微分的最大值得到T S,結果如圖2(b)所示.在2.7 GPa以下,T S快速下降,隨后快速上升,在24.1 GPa以上,T S緩慢下降,如圖3(b)所示.

圖2 高壓下Mn3 Sn的電輸運性質.(a)不同壓力下縱向電阻對溫度的依賴關系;(b)縱向電阻對溫度的一階微分曲線.

圖3 (a)5 K和300 K溫度下縱向電阻隨壓力的變化;(b)磁結構轉變溫度(T S)隨壓力的變化.

0.45 GPa和1.13 GPa壓力下霍爾電阻(R xy)和反?；魻栯娮?R Axy)在不同溫度下隨磁場的變化如圖4所示.通?；魻栯娮杪士梢杂孟旅娴慕涷灩溅褁y=R0B+R s M來表示[23,26].其中R0和R S分別表示普通霍爾系數和反?；魻栂禂?上式右邊的第一項與外磁場成正比,源于洛倫茲力引起的普通霍爾效應,第二項是與磁化強度成正比的反?；魻栃?目前,反?；魻栃饕袃煞N機制,一是與Berry曲率相關的本征機制,另一種是與無序及雜質散射相關的非本征機制[3].根據研究,Mn3Sn在室溫下的AHE主要來自于動量空間中Berry曲率所導致的反常速率[17,27].通過對R xy(B)曲線的高場部分(2.5～5 T)進行線性擬合,得到的斜率即為R0.很明顯,R0隨溫度是下降的.考慮到R0(～1/(n e))與載流子濃度(n)成反比,因此,n隨溫度下降而增加.另一方面,高場擬合的截距代表飽和反?；魻栯娮?R AH),如圖4(a)中虛線所示.用R xy減去正?；魻栃碾娮柝暙I(R0B),就可以得到R Axy(B)曲線,如圖4(c)所示.Mn3Sn的AHE隨溫度降低被抑制,在100 K時R Axy降到零.非共線反鐵磁相造成時間反演對稱性破缺,在動量空間產生非零的貝里曲率,等效于在動量空間的磁場,從而導致AHE.而螺旋磁有序相保持時間反演對稱性,因此僅能觀測到線性的普通霍爾效應[28,29].

圖4 Mn3 Sn霍爾效應的測量.(a)、(b)分別是在壓力為0.45 GPa和1.13 GPa時霍爾電阻在幾個特定溫度下隨磁場的變化;(c)和(d)為(a)、(b)中對應的反?；魻栯娮桦S磁場的變化.

為了研究壓力對Mn3Sn的AHE的影響,測量了室溫下Mn3Sn在不同壓力下R xy及R Axy隨外磁場的變化,如圖5所示.在低壓下存在AHE,當壓力加到5.5 GPa后,R xy隨磁場線性變化,表明壓力完全抑制了AHE.將不同壓力和溫度下測量的霍爾曲線擬合得到的R AH匯總,描繪出其壓力-溫度相圖,如圖6所示.可以看到,僅在圖中左上角的區域(溫度大于150 K,壓力低于5 GPa)有較明顯的AHE.

圖5 高壓對Mn3 Sn反?；魻栃挠绊?室溫不同壓力下(a)霍爾電阻及(b)反?；魻栯娮璧膱鲆蕾囮P系.

圖6 反?；魻栯娮璧膲毫?溫度相圖

4 結 論

本文主要介紹了對非共線反鐵磁體Mn3Sn的高壓研究.研究表明:隨壓力增加,磁結構轉變溫度T S先下降,5.5 GPa后顯著升高,對應于一個等結構電子拓撲轉變.另外,壓力可以顯著抑制AHE,在5.5 GPa以上AHE完全消失.