1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Известия РАН. Серия физическая
  4. T. 83, № 7, 2019

Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 7, стр. 996-998

Мягкие фононные моды в сплавах гейслера Ni2MnGa и Ni2MnAl

В. Д. Бучельников 1, О. Н. Мирошкина 1, *, А. Т. Заяк 2

1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования “Челябинский государственный университет”
Челябинск, Россия

2 Государственный университет Боулинг Грин
Боулинг Грин, США

* E-mail: miroshkina.on@yandex.ru

Поступила в редакцию 07.09.2018
После доработки 31.01.2019
Принята к публикации 27.03.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

В работе первопринципными методами исследованы фононные спектры сплавов Гейслера Ni2MnGa и Ni2MnAl. Изучено влияние удлинения суперячеек рассматриваемых сплавов на особенности фононных дисперсионных кривых. Показано, что удлинение ячеек влияет на поведение мягкой поперечной акустической моды ТА2 как для Ni2MnGa, так и для Ni2MnAl.

ВВЕДЕНИЕ

Сплавы Гейслера были открыты в 1903 г. и до сих пор исследование их свойств является актуальным. Это объясняется наличием в данных сплавах ряда уникальных эффектов, таких как эффект памяти формы, гигантские магнитокалорический эффект, магнитосопротивление и др., связанные с мартенситными превращениями [1–6]. Значительное внимание также уделяется исследованию предмартенситного перехода, природа которого объясняется аномальным взаимодействием электронов и фононов [7–9]. Проведенные ранее теоретические исследования дают противоречивую картину поведения дисперсионных кривых фононного спектра. В связи с этим представляет интерес выяснить, какое влияние на фононный спектр сплавов Гейслера Ni2MnGa и Ni2MnAl будет оказывать удлинение суперячейки.

ДЕТАЛИ ВЫЧИСЛЕНИЙ

Вычисления выполнялись для направления [110]с кубической решетки типа L21, соответствующего направлению [010]t в тетрагональной решетке. Как известно из экспериментальных работ, это направление наиболее интересно с точки зрения нестабильности поперечной акустической моды TA2 [10]. Рассмотрено несколько типов суперячеек, которые были созданы посредством трансляции n примитивных (1 × 1 × 1) ячеек: 1 × n × 1, где n = 2, …, 8.

Основное состояние и силы Гельмана–Фейнмана для определения спектра фононов рассчитывались с помощью первопринципного пакета VASP [11]. Полученные посредством ab initio расчетов результаты были использованы для вычисления фононных дисперсионных кривых с помощью программного пакета PHONON [12].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕИЕ

Фононные дисперсионные кривые, вычисленные в направлении [110]с, для случаев удлинения суперячеек 1 × n × 1, где n = 1, …, 8 для сплава Ni2MnGa приведены на рис. 1. Здесь и далее все моды, кроме TA2, представлены только для одного случая удлинения суперячейки ввиду их малого изменения в зависимости от геометрии ячейки. Из рис. 1 видно, что поперечная акустическая мода TA2 полностью смягчается вплоть до отрицательных частот во всех случаях удлинения суперячейки (n = 2, …, 8). Наибольшее смягчение наблюдается в случае удлинения суперячейки 1 × 5 × 1 при волновом векторе q ≈ 0.38. Для случаев суперячеек 1 × 5 × 1 и 1 × 6 × 1 следует, что неустойчивыми будут волновые искажения только в определенном интервале длин волн (около q ≈ 1/3). Данные расчетов согласуются с экспериментальными результатами [13, 14]. При n = 1 смягчение TA2 моды отсутствует. При n = 2, …, 4 и n = 7, 8 при малых волновых числах на малых и больших расстояниях наблюдаются большие “шумы” в силах Гельмана–Фейнмана, что приводит к отрицательным значениям частот, которые не обусловлены предмартенситным переходом.

Рис. 1.

Фононные дисперсионные кривые сплава Ni2MnGa для случаев удлинения суперячеек 1 × n × 1, где а – n = 1, …, 4; б – n = 5, …, 8.

Фононные дисперсионные кривые, вычисленные в направлении [110]с, для сплава Ni2MnAl приведены на рис. 2. Поведение фононных кривых при n = 1,…,3 и n = 8 аналогично случаю для сплава Ni2MnGa. При n = 4 поперечная акустическая ветвь TA2 не демонстрирует смягчения (рис. 2а). Данный результат согласуется с результатом работы [10], в которой рассмотрена суперячейка 4 × 4 × 4. Однако, как видно из рис. 2б, при n = 5, …, 7 поперечная акустическая мода TA2 смягчается вплоть до отрицательных частот с минимумом при значении волнового вектора q ≈ 0.37. Таким образом, видно, что увеличение длины ячейки приводит к нестабильности и уменьшению диапазона отрицательных частот TA2 моды.

Рис. 2.

Фононные дисперсионные кривые сплава Ni2MnAl для случаев удлинения суперячеек 1 × n × 1, где а – n = 1, …, 4; б – n = 5, …, 8.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Для различных случаев удлинения суперячеек 1 × n × 1, где n = 1, …, 8 рассчитаны фононные спектры сплавов Гейслера Ni2MnGa и Ni2MnAl вдоль направления [110]с, в котором, как известно из эксперимента, происходит смягчение поперечной акустической моды TA2. Установлено, что удлинение суперячейки влияет на смягчение указанной моды фононных спектров. Показано, что для ячеек 1 × n × 1 (n = 1–4) обоих сплавов в спектре фононов не наблюдаются никакие особенности в области волновых чисел q ≈ 1/3, которые соответствуют предмартенситному переходу. Полное смягчение TA2 моды в области волновых чисел q ≈ 1/3 для обоих сплавов наблюдается для суперячеек при n = 5–8. Результаты расчетов для этих суперячеек в сплаве Ni2MnGa хорошо согласуются с экспериментом [10]. В случае ячеек с n = = 1, … 4, 7, 8 в области малых волновых чисел также наблюдаются отрицательные частоты, но такое поведение связано с тем, что при малых и больших размерах расчетных ячеек возникают большие шумы, присущие методу, реализованному в программном пакете PHONON. Эти шумы превышают небольшие силы, действующие на малых и больших расстояниях в таких ячейках. Таким образом, при вычислении спектров фононов сплавов Гейслера с помощью пакета PHONON суперячейки 1 × 5 × 1 и 1 × 6 × 1 являются оптимальными.

Работа выполнена при поддержке грантов РНФ 17-72-20022 (спектр Ni2MnAl), РФФИ 18-32-00507-мол_а (спектр Ni2MnGa) и Фонда поддержки молодых ученых ФГБОУ ВО “ЧелГУ”.

Список литературы

  1. Webster P.J. // Contemp. Phys. 1969. V. 10. P. 559.

  2. Bozhko A.D., Vasil’ev A.N., Khovailo V.V. et al. // JETP Lett. 1998. V. 67. P. 227.

  3. Entel P., Buchelnikov V.D., Khovailo V.V. et al. // J. Phys. D. 2006. V. 39. P. 865.

  4. Бучельников В.Д., Васильев А.Н., Коледов В.В. и др. // УФН. 2006. Т. 176. № 8. С. 900; Buchel’nikov V.D., Vasil’ev A.N., Koledov V.V. et al. // Phys. Usp. 2006. V. 49. № 8. P. 871.

  5. Entel P., Gruner M.E., Dannenberg A. // Mat. Sci. Forum. 2010. V. 635. P. 3.

  6. Webster P.J., Ziebeck K.R.A., Town S.L. et al. // Philos. Mag. B. 1984. V. 49. P. 295.

  7. Dugdale S.B. // Phys. Scr. 2016. V. 91. Art. № 053009.

  8. Lee Y., Rhee J.Y., Harmon B.N. // Phys. Rev. B. 2002. V. 66. Art. № 054424.

  9. Bungaro C., Rabe K.M., Corso A.D. // Phys. Rev. B. 2003. V. 68. Art. № 134104.

  10. Zheludev A., Shapiro S.M., Wochner P., Tanner L.E. // Phys. Rev. B. 1996. V. 54. Art. № 15045.

  11. Kresse G., Furthmüller J. // Phys. Rev. B. 1996. V. 54. Art. № 11169.

  12. Parlinski K., Li Z.Q., Kawazoe Y. // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 78. P. 4063.

  13. Zheludev A., Shapiro S.M., Wochner P. // Phys. Rev. B. 1995. V. 51. Art. № 11310.

  14. Zheludev A., Shapiro S.M., Wochner P., Tanner L.E. // Phys. Rev. B. 1996. V. 54. Art. № 15045.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал