Е, эВ
Рис. 1. Зонная структура СёОеЛ82 в направлении Г-2.
ний - хМихвеЛ82 и Си - хМпхваТе2 приведены на рис. 3 и 4 соответственно, плотности состояний -на рис. 5-8. Из рисунков видно, что введение примеси приводит в обоих случаях к появлению вблизи уровня Ферми узкой зоны, образованной в основном 3й-электронами Мп. Отличие состоит в том, что в Си - хМпхваТе2 больше зависимость энергии 3^-состояний от волнового вектора. В работе [14] было показано, что Мп3й-орбитали в (ваЛз)Мп находятся на 3.47 эВ ниже потолка валентной зоны.
Рассмотрим данные по плотности состояний, приведенные на рис. 5-8. В чистых соединениях потолок валентной зоны образован ^-состояниями, а дно зоны проводимости - з- и р-орбиталями. Кроме того, в СиваТе2 на эти состояния накладываются й-орбитали атома меди. Однако для нашего рассмотрения это отличие не имеет существенного значения, поскольку при введении Мп й-ор-битали Мп и Си почти не взаимодействуют (на рисунках они энергетически разделены). В случае Сё1 - хМпхвеЛ82 (рис. 7) резонансный максимум плотности состояний Мп3й-электронов на уровне Ферми совпадает с минимумом плотности р-состояний, и выше уровня Ферми присутствует
Е, эВ
Рис. 2. Зонная структура СиОаТе2 в направлении Г-1.
узкий максимум р- и ^-состояний. В то же время в Си1 - хМпхваТе2 (рис. 8) плотности состояний Мп3й- и р-электронов имеют максимумы в одной и той же энергетической области (более широкой, чем в Сё1 - хМпхвеЛ82 ) вблизи уровня Ферми, при этом резкий максимум плотности р- и з-со-стояний выше уровня Ферми отсутствует.
Таким образом, описание электронного строения в терминах "тяжелых" дырок и "тяжелых" электронов в большей степени применимо к Сё1 - хМпхвеЛ82. В то же время в Си1 - хМпхваТе2 больше зависимость энергии от волнового вектора и перекрывание орбиталей. Для выяснения возможной природы взаимодействия Мп3й-орби-талей с электронами зоны проводимости мы провели расчет методом взаимодействия конфигураций. Атомные расчеты в базисе хартри-фоков-ских волновых функций дали относительно большую величину 0.39 эВ взаимодействия конфигураций 3й5(6£)4з2(6£) и 3й3(4Р)4р2(3Р)4з2(6£) на атоме Мп. Оценив на основе данных расчета методом ФЭП расстояние между й-электронами и р-уровнями зоны проводимости как 1.29 эВ и решив секулярное уравнение метода взаимодействия конфигураций, мы получили, что 3й-уровень понижается на 0.11 эВ. При этом к 3^-уровням примешиваются спин-поляризованные пары р-элек-тронов, которые имеют большое перекрывание с соседями и могут переносить спин по решетке.
Е, эВ
Е, эВ 2.4
0.8 0.4 0
-0.4 -0.8 -1.2
Ъ
Рис. 3. Зонная структура С^ _ хМпхОеЛ82 (х = 0.0625) в направлении Т-2.
Рис. 4. Зонная структура С^ _ хМпхОаТе2 (х = 0.0625) в направлении Т-2.
Экспериментальные исследования - хМпхвеЛ82 [16] и Сих - хМпхваТе2 [7] указывают на то, что в первом соединении реализуется взаимодействие, подобное зинеровскому р-^-обмену, а магнетизм второго обусловлен суперпарамагнитными кластерами. Наши расчеты методом ФЭП также показали существенное различие электронного строения этих соединений. В - хМпхвеЛ82 локализованные Мп3^-орбитали не образуют химической связи и имеется узкая зона вакантных р-со-стояний. В этом случае можно ожидать существенного влияния взаимодействия конфигураций. Расчеты методом взаимодействия конфигураций показали, что при слабом участии Мп3^-электро-нов в химической связи существенно примешивание к ним спин-поляризованной пары р-электро-нов, переносящей спин по кристаллу. В то же время в Сих - хМпхваТе2 Мп3^-орбитали сильнее участвуют в химической связи, а вакантная зона относительно широкая и энергетически удалена. Этими отличиями электронного строения обусловлено различие в магнитных свойствах рассматриваемых соединений.
Таким образом, расчеты электронного строения - хМпхвеЛ82 и Сих - хМпх6аТе2 методом ФЭП выявили следующие отличия электронного строения этих соединений. Ширина запрещенной
зоны в СиваТе2 на 0.6 эВ больше, чем в СёвеЛ82. Этот результат подтверждается экспериментом. В обоих случаях замещения Мп3^-орбитали попадают на уровень Ферми. В случае - хМпхвеЛ82 Мп3^-орбитали слабо участвуют в химической связи, а в случае Сих - хМпхваТе2 такое участие до-
р, эВ-1 40 г
35 30 25 20 15 10 5 0
/\ I
- / 4 ' \ ' х
' \
/\ I \ I I V
/ /
/ * / : / / / .•
.1 'л
'4
/
1
-6
-4
-2
2
Е, эВ
Рис. 5. Плотности состояний СёОеЛ82. Штриховая линия - р-состояния, точки - ^-состояния.
0
р, эВ-1
Е, эВ
Рис. 6. Плотности состояний CuGaTe2. Сплошная линия - ^-состояния, штриховая - р-состояния, точки - з-состояния.
р, эВ-1 40 г
Е, эВ
Рис. 7. Плотности состояний С^ - хMnхGeЛs2 (х = = 0.0625). Сплошная линия - ^-состояния, штриховая -р-состояния, точки - з-состояния.
р, эВ-1
E, эВ
Рис. 8. Плотности состояний Си1 - хМп^аТе2 (х = = 0.0625). Сплошная линия - ^-состояния, штриховая -р-состояния, точки - з-состояния.
вольно существенно. Кроме того, вакантные ^-орбитали в Cd1 - xMnxGeAs2 образуют локализованный уровень вблизи уровня Ферми, в то время как в Cux _ xMnxGaTe2 аналогичный уровень менее локализован и энергетически более удален от уровня Ферми. Из этих особенностей электронного строения следует, что магнетизм в Cd1 _ xMnxGeAs2 может быть объяснен взаимодействием конфигураций (или зинеровским ^-^-обменом). В то же время электронное строение Cux - xMnxGaTe2 существенно отличается, что не позволяет применить такой подход.
Авторы выражают благодарность С.Ф. Марен-кину и Т.Г. Аминову за полезные обсуждения.
Работа выполнена при поддержке гранта Президиума РАН по программе "Создание новых материалов" и Совета по грантам Президента РФ для государственной поддержки молодых российских ученых и ведущих научных школ (НШ-284.2006.3).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Ohno H. // Science. 1998. V. 281. P. 951.
2. Медведкин Г.Л., Ишибаши Т., Ниши Т., Сато К. // Физика и техника полупроводников 2001. Т. 35. < 3. C. 305.
3. Dietl T.// Semicond. Sci. Technol. 2002. V.17. P. 377.
4. Новоторцев В.М., Калинников В.Т., Королёва Л.И. и др. // Журн. неорган. химии. 2005. Т. 50. < 4. C. 552.
5. Новоторцев В.М., Палкина К.К., Михайлов С.Г. и др. // Неорган. материалы. 2005. Т. 41. С. 519.
6. Новоторцев В.М., Маренкин С.Ф. // Материалы IV Российско-японского семинара "Перспективные технологии и оборудование для материаловедения микро- и наноэлектроники". 2006. С. 75.
7. Новоторцев В.М., Шабунина Г.Г., Королёва Л.И. и др. // Неорган. материалы. 2007. Т. 43. № 1. C. 14.
8. Яржемский В.Г, Мурашов СВ., Нефедов В.И. и др. // Неорган. материалы. 2006. Т. 42. № 8. С. 924.
9. Marin S.V., Sanches Perez G, Marcano G. et al. // J. Phys. Chem. Solids. 2003. V. 64. P. 1869.
10. Zener C. // Phys. Rev. 1951. V. 82. P. 403
11. Zener C. // Phys. Rev. 1951. V. 81. P. 440.
12. Ivanov VA. , Krstajic PM„ Peeters F.M. // Physica
B. 2003. V. 329. P. 609.
13. Jungwirth T, Sinova J., Masek J. et al. // Rev. Mod. Phys. 2006. V. 78. P. 809.
14. Иванов В.А., Аминов Т.Г., Новоторцев В.М., Калинников В Т. // Изв. АН Сер. хим. 2004. № 11.
C. 2255.
15. Matsuda Y.H., Khodaparast GA. , Zudov MA. et al. // Phys. Rev. B. 2004. V. 70. P. 195211.
16. Wang K.Y., Sawicki M. , Edmonds K.W. et al. // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 88. P. 022510.
17. Полигалов Ю.И., Поплавной A.C. //. Изв. вузов. Сер. физ. 1981. Т. 12. С. 78.
18. MadelonR, Paumier E, HairieA. // Phys. Status. Solidi b. 1991. V. 165. № 2. P. 435.
19. Zapol P., Pandey R., SeelM, Recio J.M. et al. // J. Phys. Condens Matter. 1999. V. 11. P. 4517.
20. Limpijumnong S.L., Lambrecht W.R.L. // Phys. Rev. B. 2002. V. 65. P. 165204.
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.