Аннотация результатов, полученных в 2016 году
В ходе выполнения проекта методом спиннингования расплава были получены быстрозакаленные ленты следующих сплавов Гейслера: Mn50Fe25Al25, Mn50Fe25Sn25, Mn50Fe25Ga25, Fe50Mn25Ga25, Fe50Mn25Al25 и нестехиометрический Fe2MnAl с частичным замещением железа на никель. Кроме этого, магнетронного напыления были приготовлены тонкие пленки номинального состава Fe2MnAl на подложках Al2O3, MgO и SiO2. Структурные исследования приготовленных материалов показали, что быстрозакаленные ленты сплавов Mn50Fe25Al25, Fe50Mn25Ga25 и Fe50Mn25Al25 являются однофазными, в то время как быстрозакаленные ленты сплавов Mn50Fe25Sn25, Mn50Fe25Ga25 и нестехиометрический Fe2MnAl с номинальным химическим составов Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 содержат примесную фазу. В лентах сплавов Mn50Fe25Sn25 и Mn50Fe25Ga25 примесная фаза представляет собой упорядоченное соединение Mn3Sn2 (в случае сплава Mn50Fe25Sn25) и Mn3Ga2 (в случае сплава Mn50Fe25Ga25). Для сплава нестехиометрического состава Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 рентгенофазовый анализ показал наличие двух фаз: основной объемноцентрированной (ОЦК) α фазы и примесной гранецентрированной (ГЦК) γ' фазы с параметрами решеток 0,2917 нм и 0,3671 нм, соответственно. Одним из наиболее значимых результатов является то, что результаты рентгеноструктурного анализа указывают на то, что быстрозакаленные ленты сплава Mn50Fe25Al25 кристаллизуются в примитивную кубическую структуру (пространственная группа P4332) с параметром решетки а = 0,6358 нм. Этот результат представляет собой существенный интерес, поскольку в литературе предполагается, что это соединение должно кристаллизоваться в структуру Гейслера (обычную или инверсную). Проведенные измерения магнитных свойств показали, что быстрозакаленные ленты Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 демонстрируют поведение, типичное для магнитомягких ферромагнетиков. Намагниченность насыщения быстрозакаленных лент равна порядка 90 Ам2/кг (при Т = 10 К), температура Кюри превышает 425 К. Измерения транспортных свойств быстрозакаленных лент Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 в температурном интервале от 10 до 350 К и в магнитных полях до 10 Тл показали, что в низкотемпературной области (при Т < 200 К) температурный ход электрического сопротивления имеет полупроводниковый характер, который сменяется на ход, типичный для металлов в высокотемпературной области (при T > 200 K). Необходимо отметить, что кроссовер электрического сопротивления в интерметаллических системах представляет собой очень редкое явление. В отличии от ряда интерметаллических систем (например, Cr и нестехиометрический сплав Гейслера Ni2MnAl), в которых кроссовер транспортных свойств был отнесен к нестинговым особенностям поверхности Ферми, наблюдаемый в лентах Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 кроссовер электрического сопротивления обусловлен, вероятно, усилением вклада от рассеяния носителей заряда на магнонах в общее электрическое сопротивление, которое значительно возрастает по мере приближения к температуре Кюри. На основе полученных экспериментальных результатов отмечены следующие основные особенности транспортных свойств быстрозакаленных лент: а) абсолютное изменение электрического сопротивления не превышает 1% во всем температурном интервале измерений; б) удельное электрическое сопротивление является нетипично большим для металлов; в) пренебрежительно малое (не превышающее 0,1%) магнитосопротивление, которое линейно зависит от магнитного поля. Проведенные измерения эффекта Холла показали, что основными носителями заряда в быстрозакаленных лентах Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 являются дырки. Расчет аномального и нормального коэффициентов Холла, проведенный с использованием графического метода указывает на то, что величины аномального и нормального коэффициентов Холла находятся в интервале ~10^{-2} и ~10^{-4}, соответственно. Измерения магнитных свойств тонких пленок Fe2MnAl указывают на расщепление кривых ZFC и FC при температурах ниже 60 K, что может свидетельствовать о сложном магнитном упорядочении и сосуществовании ферромагнитных и антиферромагнитных взаимодействий. Температурные зависимости намагниченности, измеренные в поле Н = 1 Тл при нагреве и охлаждении (кривые FC и FH) ясно свидетельствуют о гистерезисных особенностях магнитных свойств в температурном интервале от 50 до 60 К, что предположить о наличии структурного фазового перехода, предположительно мартенситного, в тонких пленках Fe2MnAl. Этот результат является одним из самых значимых, полученных в ходе выполнения проекта, поскольку ни в массивных образцах, ни в быстрозакаленных лентах стехиометрического состава Fe2MnAl температурно-индуцированные структурные превращения не наблюдались. Наиболее значимым научным результатом, полученным в ходе выполнения проекта, является наблюдение аномальных особенностей временных зависимостей магнитных свойств. А именно, измерения временных зависимостей остаточной намагниченности в тонких пленок Fe2MnAl показали, что на начальном этапе измерений наблюдается рост остаточной намагниченности, который потом сменяется спадом, т.е. временная зависимость намагниченности имеет пик, который расположен на временной шкале при t ~ 25 – 30 мин. Насколько нам известно, подобная временная зависимость релаксации остаточной намагниченности наблюдается впервые. Для понимания природы этой аномальной зависимости нами были предприняты интенсивные измерения зависимостей M(t) для различных предысторий образца (ZFC, FH или FC протокол) и для разных температур. Результаты этих измерений показали, что аномальная временная зависимость наблюдается только в случае измерений при температурах от 50 до 60 К, причем наиболее ярко аномальные особенности M(t) проявляются при Т = 55 К, которая совпадает с пиком намагниченности при измерениях в режиме ZFC. Предположено, что комплексный характер релаксации намагниченности (быстрый рост на начальном этапе времени, которым сменяется на более пологий спад при больших временах) обусловлен двумя разными механизмами: на первоначальном этапе быстрый рост остаточной намагниченности обусловлен релаксацией магнитоупорядоченной структурной подсистемы, которая подвержена сильным флуктуациям в области структурного перехода, где низко- и высокотемпературных фазы сосуществуют. Система в этом случае стремиться достичь значения намагниченности, которое соответствует значению намагниченности на кривой FC при данной температуре. После достижения этого состояния поведение остаточной намагниченности становится подобным тому, которое наблюдается в обычных спин-стекольных системах, т.е. намагниченность убывает по экспоненциальному закону с течением времени. Суммируя данные по магнитным свойствам тонких пленок Fe2MnAl, можно отметить следующие основные отличия от магнитных свойств массивных образцов или быстрозакаленных лент. Во-первых, температура магнитного упорядочения и намагниченность насыщения в тонких пленках существенно ниже температуры Кюри и намагниченности насыщения массивных или ленточных образцов. Во-вторых, в тонких пленках при низких температурах наблюдается, вероятно, структурный фазовый переход, предположительно в мартенситную фазу, в то время как структурный переход в массивных и ленточных образцах отсутствует. В-третьих, тонкие пленки Fe2MnAl демонстрируют аномальные временные зависимости остаточной намагниченности, которые наблюдаются только в области структурного фазового перехода. Рассматривая транспортные свойства тонких пленок Fe2MnAl необходимо отметить прежде всего отсутствие аномалий, соответствующих структурному и/или магнитному переходу. Зависимость электрического сопротивления от температуры является гладкой, плавно понижается при росте температуры и может быть описана в рамках теории Мотта прыжковой проводимости. Удельное значение электрического сопротивления в тонких пленках Fe2MnAl большое, достигая 380 мкмОмсм. Отсутствие температурного гистерезиса (или легко различимой аномалии) в области температур, где наблюдается гистерезисные особенности намагниченности, может указывать на то, что структурный фазовый переход при Т ~ 50-60 К является «слабым» переходом 1го рода (weakly first order phase transition).

Аннотация результатов, полученных в 2017 году
В ходе выполнения проекта были изготовлены серии образцов в виде поликристаллических слитков, быстрозакаленных лент и тонких пленок. Поликристаллические образцы были получены методом дуговой или индукционной плавки в защитной атмосфере аргона. Быстрозакаленные ленты получали методом спинингования расплава. Номинальные химические составы слитков и быстрозакаленных лент были Mn2CoX и Mn2FeX (X = Al, Ga, Sn) и Fe2-xNixMnAl, где х = 0; 0,25; 0,50; 0,75; 1 (только слитки). Тонкие пленки номинального состава Fe2-xNixMnAl (0 < x <1) были изготовлены методом магнетронного напыления на подложку MgO. Структурные исследования изготовленных поликристаллических образцов и быстрозакаленных лент показали, что в случае сплавов Mn2CoX (X = Al, Ga, Sn) сплав Mn2СоGa являются однофазными и кристаллизуется в гцк структуру (фазу Гейслера). Кроме того, наличие рефлексов (111) и (200), интенсивность которых сопоставима с интенсивностью этих рефлексов в отожженных образцах, указывает на то, что сверхструктурное упорядочение может развиваться даже в неотожженных образцах Mn2СоGa. В случае сплавов Mn2FeX с X = Al, Ga и массивные образцы, и быстрозакаленные ленты кристаллизуются в примитивную кубическую структуру (пространственная группа P4332). Сплав Mn2FeSn можно получить в однофазном состоянии после отжига при 1073 К в течении 10 дней с последующей закалкой в воду. В отличии от Mn2FeAl и Mn2FeGa, кристаллическая структура Mn2FeSn оказалась гексагональной (пространственная группа P-6m2) с параметрами решетки a = 0,558 нм и с = 0,446 нм. Измерение температурных и полевых зависимостей магнитных свойств сплавов Mn2FeX (X = Al, Ga, Sn) показало, что тип магнитного упорядочения зависит от структуры. А именно, температурные и полевые зависимости магнитных свойств сплавов Mn2FeAl и Mn2FeGa, которые кристаллизуются в примитивную кубическую структуру, были найдены типичными для антиферромагнетиков, в то время как Mn2FeSn, который кристаллизуется в гексагональную структуру, является ферримагнетиком. Для сплава Mn2FeGa температура Нееля находится выше комнатной, а сплав Mn2FeAl является антиферромагнетиком с температурой Нееля TN ~ 40 К. Сделанная из температурной зависимости обратной восприимчивости 1/ оценка парамагнитной температуры Кюри  оказалась равной  ~ -870 К, что указывает на сильную фрустрацию магнитных взаимодействий в этом соединении. Кроме этого, тот факт что намагниченность, измеренная в поле 1 кЭ, не обращается в ноль и при температурах существенно выше TN, указывает на сложную иерархию обменных взаимодействий в этом соединении. Показано, что магнитные свойства неотожженого образца сплава Mn2CoGa практически не отличаются от магнитных свойств отожженных образцов. Для неотожженного Mn2CoGa температура Кюри TC равна 728 К, а полный магнитный момент равен 2,03 В на формульную единицу, что хорошо согласуется с литературными данными для отожженных Mn2CoGa. Исследование магнитных свойств тонких пленок Fe2-xNixMnAl показало, что частичное замещение железа на никель приводит к значительному усилению магнитных свойств Fe2-xNixMnAl. Так, температура Кюри возростает от 200 К до 400 К, а намагниченность насыщения от 160 emu/cc до 220 emu/cc при изменении состава от недопированного стехиометрического Fe2MnAl к никель-содержащему Fe1.75Ni0.25MnAl. Измерения транспортных и гальваномагнитные свойства Mn2FeХ и Mn2CoХ показали, что сплавы на основе Mn2FeХ (X = Al, Ga, Sn) демонстрируют поведение электрического сопротивления, нетипичное для металлов, а именно, полупроводниковый ход электрического сопротивления и аномально большие для соединений 3d переходных металлов значения удельного электрического сопротивления, которое достигало в Mn2FeAl ~ 240 мкОм•см при комнатной температуре. Показано, что температурные зависимости транспортных свойств Mn2СоХ имеют сложный характер. В частности, температурная зависимость электрического сопротивления неотожженного образца Mn2СоGa, измеренная в нулевом магнитном поле в интервале температур от 2 до 950 К, указывает на то, что при температурах около T ~ 220 K происходит изменение механизмов рассеяния, что также сопровождается изменением знака магнитосопротивления от положительного при T ниже ~ 200 K до отрицательного при более высоких температурах. При T> 450 K электрическое сопротивление меняет свой ход с металлического на полупроводниковый. Учитывая, что температура Кюри Mn2CoGa высока, TC = 728 K, это поведение не может быть объяснено в рамках простой картине механизмов рассеяния носителей заряда в магнитоупорядоченных металлах, где вклад рассеяния на магнонах в электросопротивление возрастает вплоть до температуры Кюри. Исследование транспортных и гальваномагнитных свойств тонких пленок Fe2-xNixMnAl показало, что частичное замещение железа на никель приводит к кроссоверу электрического сопротивления. В случае Fe2MnAl электрическое сопротивление имеет полупроводниковый ход, что хорошо согласуется да опубликованными в литературе данными для быстрозакаленных лент и массивных поликристаллических образцов. Частичное замещение железа на никель приводит к резкой трансформации температурного хода электрического сопротивления от полупроводникового к металлическому. Кроме этого, электрическое сопротивление существенно понижается и не достигает 75 мкОм см при комнатной температуре в тонкой пленке Fe1.75Ni0.25MnAl. Вычисленные из данных по Холловскому сопротивлению концентрации носителей заряда в Fe2MnAl и Fe1.75Ni0.25MnAl показали, что концентрация носителей заряда в Fe2MnAl сильно увеличивается с температурой и меняется от 1020 см-3 при низких температурах до ~1021 см-3 при температурах в окрестности комнатной. Что касается тонкой пленки Fe1.75Ni0.25MnAl, концентрация носителей в этом образце была найдена равной 1022 см-3 и слабо зависящей от температуры. Было предположено, что частичное земащение железа никелем в Fe2-xNixMnAl приводит к увеличению плотности состояний на уровне Ферми, что в свою очереди вызывает кроссовер электрического сопротивления от полупроводникового в Fe2MnAl до металлического в Fe1.75Ni0.25MnAl.

Аннотация результатов, полученных в 2018 году
Исследование магнитных свойств быстрозакаленных лент показали, что температура Кюри для Fe43.5Mn34Al15Ni7.5 составляет ТС = 418 К, что намного превышает ТС недопированного родительского состава, полевые кривые намагниченности имеют характер, типичный для магнитомягких материалов. Значения намагниченности насыщения достигают 90 А•м2/кг при 10 К, что соответствует величине магнитного момента ~3,3 Б на формульную единицу. Температурная зависимость удельного электросопротивления имеет аномальный характер. При Т ≈ 200 К происходит резкая смена полупроводникового хода на металлический. Сопротивление быстрозакаленных лент слабо меняется от температуры, его значения нетипично высокие для металлов, а магнитосопротивление является пренебрежительно малым (не превышающим 0,1 %). Эти особенности являются признаком полуметаллических ферромагнетиков и наблюдаются также в родительском сплаве Fe2MnAl, однако, можно считать их лишь косвенными доказательствами причастности составов к бесщелевым спиновым полупроводникам. Присутствует доминирующая роль дырочной проводимости сплава. Нормальный коэффициент Холла имеет величины с порядком ~ 10-3, что является типичным значением для 3d-металлов. Вычисленная с использованием экспериментальных данных концентрация носителей тока составляет порядка ~1021 см-3. Была получена температурная зависимость намагниченности для Mn2CoSn при T = 5 К, рассчитан магнитный момент на формульную единицу, он равен 2,76 μB. Все сплавы системы Mn2CoX (X = Al, Ga, Sn) демонстрируют нетипичное для металлов поведение удельного электросопротивления. Составы обладают высокими значениями удельного электросопротивления, достигающими ~250 мкОм•см при комнатной температуре (Mn2CoGa). Кривая ρ Mn2CoGa имеет металлический характер в температурном интервале от 2 до 450 К. В отличие от Mn2CoGa сплавы Mn2CoSn и Mn2CoAl имеют полупроводниковый характер во всем температурном диапазоне измерений. Значения электросопротивления для объемных образцов Mn2CoSn составляют до 420 мкОм•см при 80 К. Аналогичные значения для лент Mn2CoAl достигают 510 мкОм•см при 80 К. Вместе с тем сплавы имеют сопротивление, сильно зависящее от температуры, что ставит под сомнение принадлежность к полуметаллам. Температура Кюри для массивных образцов Mn2CoSn ~ 589 К, для лент Mn2CoSn ~ 599 К. В сплавах происходит смена доминирующей роли дырочной проводимости на электронную при Т = 137 К для Mn2CoSn, при Т = 420 К для Mn2CoGa. Аномальный коэффициент Холла RS для лент Mn2CoSn пропорционален ρ2 ниже T = 250 K. Показатель n = 2 указывает на боковой прыжок и собственный вклад, однако наиболее вероятно преимущество собственного вклада, при котором возникает межзонная когерентность, индуцированная внешним электрическим полем, и приводящая к увеличению скорости, перпендикулярной направлению поля. . В случае с Mn2CoSn аномальный вклад холловского сопротивления плавно уменьшается с ростом температуры (хотя имеет место незначительное увеличение после достижения комнатной температуры), что, в общем-то, характерно для ферромагнитных материалов. В образцах Mn2CoGa происходит увеличение аномального вклада с ростом температуры, связанного с наличием в металлах спин-орбитального взаимодействия, что нетипично для 3d-металлов. Результаты исследования эффекта Холла для лент Mn2CoAl не похожи ни на результаты для Mn2CoGa, ни для Mn2CoSn – здесь коэффициент аномального эффекта Холла вообще практически не зависит от температуры. Из температурных зависимостей намагниченности поликристаллических образцов Mn2FeSn, полученных для двух режимов ZFC и FC во внешнем магнитном поле в интервале от 50 до 20•103 Э, было установлено, что исследуемый материал в области низких температур Т <190 K обладает неравновесной треугольной антиферромагнитной конфигурацией спинов с проявлением также слабого ферромагнетизма. При Т = Т* происходит спиновая переориентация, в результате чего образец становится ферромагнетиком с температурой Кюри Тс ~ 312 К. Анализ температурной зависимости удельного электросопротивления показал, что перегибы кривой (Т) при ~ 200 К и 326 К являются следствием спиновой переориентации и перехода из ферромагнитного состояния в парамагнитное. Измерения показали, что петли необратимого сопротивления Холла RH (T) в области температур от 80 до 150 К в полной мере отображают необратимость ZFC и FC кривых в результате заморозки при Т* спиновых кластеров на ферромагнитном фоне. По мере увеличения температуры, расхождение между ZFC и FC кривыми уменьшается и при Т > T* оно полностью отсутствует. Аналогичное поведение наблюдается в изменении площади петли RH(T). Из температурной кривой намагниченности М(Т) было установлено, что температура Кюри (Тс) для Mn2FeSn составляет ~ 312 K, данное значение было также подтверждено результатами полевых зависимостей сопротивления Холла.