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Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 3391 (2023 ) Citer cet article Détecteur de périphérique d'enregistrement

Détails des métriques

L'influence de l'anisotropie magnétocristalline dans les antiferromagnétiques est évidente dans une transition de spin flip ou flop.Contrairement aux spin flops, une transition spin-flip a été rarement présentée en raison de sa condition spécifique d'anisotropie magnétocristalline relativement forte et le rôle des spin-flips sur les phénomènes anisotropes n'a pas été étudié en détail.Dans cette étude, nous présentons les propriétés fonctionnelles antiferromagnétiques d'un antiferromagnétique Ising itinérant Ca0.9Sr0.1Co2As2.En présence d'un champ magnétique tournant, une conductivité Hall anormale et une magnétorésistance anisotrope sont démontrées, dont les effets sont maximisés au-dessus de la transition spin-flip.De plus, une étude expérimentale et théorique conjointe est menée pour fournir un outil efficace pour identifier divers états de spin, qui peuvent être utiles dans les fonctionnalités de traitement de spin.

Suite à des observations récentes en spintronique antiferromagnétique (AFM) révélant qu'un ordre AFM domine le transport dynamique à travers le système1,2,3, les matériaux AFM ont été considérés comme des candidats prometteurs pour la future génération de technologie spintronique.La caractéristique fondamentale pour détecter un état de mémoire AFM contrôlé est l'anisotropie magnétocristalline.En conséquence, des moyens électriques tels que la magnétorésistance anisotrope (AMR) et l'effet Hall anormal (AHE) ont été adoptés pour détecter l'orientation du vecteur de Néel4,5,6,7,8,9,10,11,12,13.L'influence de l'anisotropie magnétocristalline sur le magnétisme est bien illustrée dans une transition spin-flop ou bascule.Une transition spin-flop avec une anisotropie magnétocristalline relativement faible peut être trouvée dans une large gamme de composés AFM, tels que NiO, Li2MnO3, NiWO4, CsCo2Se2, MnBi2Te4, Cu2(OH)3Br, EuMnBi2 et Gd5Ge414,15,16,17 ,18,19,20,21.Un phénomène anisotrope contrôlé à travers la transition fournit une compréhension essentielle du magnétisme élémentaire et une large applicabilité spintronique.

Contrairement aux spin-flops, une transition spin-flip a rarement été rapportée en raison de sa condition particulière nécessitant une anisotropie magnétocristalline relativement forte.Les propriétés magnétiques des composés Ca1-xSrxCo2As2 sont fortement dépendantes du dopage chimique, qui modifie la distance entre les couches magnétiques, induisant ainsi des variations dans les couplages magnétiques intercouches et l'anisotropie magnétocristalline.Dans un composé CaCo2As2 nu, une transition spin-flop se produit à Hflop = 3,7 T pour T = 4 K29.Dans la présente étude, nous avons sélectionné le composé Ca0.9Sr0.1Co2As2 (CSCA) car sa transition magnétique est optimisée avec une forme en escalier beaucoup plus nette et plus intacte par rapport à celle de CaCo2As222,23.De plus, la transition de phase magnétique est abaissée avec l'augmentation de TN.Néanmoins, dans le composé dopé à 20 % de Sr (x = 0,2), le couplage intercouche modifié donne lieu à un changement de phase complet, conduisant à un état ferromagnétique (FM)24.Une autre phase AFM avec un plan ab facile a également été observée après un nouveau dopage au Sr (x = 0,3)24.La variation de signe du couplage d'échange, qui est sensible au paramètre de l'axe c, est plausiblement attribuée aux interactions d'échange indirectes de type Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida28.

Dans nos travaux précédents, nous avons étudié les propriétés magnétiques anisotropes en combinant la dépendance angulaire de la mesure du couple magnétique et le calcul du modèle de spin à axe facile25.Dans cette étude, nous avons exploré les propriétés de magnéto-transport anisotrope dans l'AFM CSCA, dans lequel des multicouches magnétiques sont intrinsèquement formées.Le cristal CSCA a révélé un AHE accordable sur le terrain dans lequel le comportement marche-arrêt peut être observé à travers la transition spin-flip.L'AMR s'est également avérée maximisée au voisinage de la transition inversée.Nous avons étendu le calcul du modèle de spin à l'estimation de l'AMR en considérant le saut d'électrons entre les couches adjacentes de Co2As2, composées à la fois de parties dépendantes et indépendantes du spin.En conséquence, les caractéristiques complexes de magnéto-transport peuvent être élucidées par la corrélation étroite entre les états de spin et les données de magnétorésistance/conductivité Hall anormale.

Le cristal CSCA appartient à la famille de structure de type ThCr2Si2, qui a été largement étudiée dans l'intérêt des états magnétiques et électroniques polyvalents22,24.Ces composés ont reçu une attention particulière en raison de leurs différents types de supraconductivités, y compris la supraconductivité à haute température (T) à base de Fe dans BaFe2As226,27 dopé et la supraconductivité des fermions lourds dans CeCu2Si228,29 ;ces composés, notamment BaNi2As230,31, LaIr2Ge232 et LaRu2P233, sont constitués de divers métaux de transition.Les monocristaux de CSCA forment une structure tétragonale (groupe d'espace I4/mmm), où deux couches de Co2As2 se trouvent face à face autour du centre d'une cellule unitaire, séparées par une seule couche non magnétique (NM) Ca/Sr, comme illustré dans Fig. 1a.Cette unité est empilée à plusieurs reprises le long de l'axe c.Dans notre analyse, nous avons utilisé la technique de diffraction des rayons X sur monocristal pour inspecter la qualité du cristal, ce qui est un aspect crucial dans l'examen de l'anisotropie notable.Les analyses ont révélé des cristaux monophasés de haute qualité (voir Supplément S1).Les spins de Co, qui agissent comme FM dans une couche, sont connus pour se coupler de manière antiferromagnétique avec les spins de la couche voisine, entraînant une annulation complète des moments magnétiques, c'est-à-dire l'ordre AFM de type A (Fig. 1a)22,24 .Ici, les unités structurelles ont été élucidées à l'aide de la microscopie électronique à transmission à balayage (STEM) (Fig. 1b).En outre, les constantes de réseau suivantes ont été déterminées via l'application de la transformée de Fourier rapide aux données STEM : a = 0,408 nm et c = 1,086 nm.Une disposition régulière des couches est clairement révélée dans l'image STEM à faible grossissement.L'ordre AFM émerge à la température de Néel, TN ≈ 97 K, ce qui représente une anomalie dans la susceptibilité magnétique et la dérivée T de la résistivité (voir la Fig. S2 supplémentaire pour plus de détails).

Aimantation et magnétorésistance dépendant de la structure et du champ magnétique.( a ) Structure cristalline du Ca0.9Sr0.1Co2As2 tétragonal centré sur le corps.Les sphères orange, rouge et grise représentent respectivement les atomes Ca/Sr, Co et As.Les petites flèches rouges sur les atomes de Co représentent les directions de spin individuelles, tandis que les grandes flèches rouges fanées (à droite) indiquent les moments magnétiques nets des couches de Co2As2.( b ) Images en champ noir de microscopie électronique à transmission à balayage (STEM) enregistrées dans le plan bc.L'image STEM avec un grossissement inférieur illustre l'alignement régulier de toutes les couches.L'encart représente le diagramme de diffraction obtenu par transformée de Fourier rapide.( c ) Magnétisation isotherme et magnétorésistance le long de l'axe c à T = 2, 40 et 80 K. Les données de magnétorésistance ont été décalées verticalement pour faciliter la distinction.( d ) Magnétisation isotherme et magnétorésistance le long de l'axe a à T = 2, 40 et 80 K.

L'antiferromagnétisme est généralement expliqué via un modèle colinéaire à deux sous-réseaux34,35.En l'absence de champ magnétique (H), les vecteurs d'aimantation à deux sous-réseaux (M) d'amplitude égale sont alignés dans des directions opposées.Un H suffisamment fort le long de l'axe de spin AFM peut induire des flops ou des retournements des vecteurs M, entraînant une transition magnétique.La principale caractéristique de cette transition est la réorientation du spin par conversion de phase, qui produit des anomalies distinctes dans les propriétés physiques36,37,38,39.Une augmentation importante en forme d'étape de Mc (M le long de l'axe c) à Hflip = 1, 2 T et T = 2 K entraîne une transition spin-flip, comme le montre la figure 1c.Une hystérésis magnétique notable peut être identifiée, reflétant une nature de premier ordre de la transition.Au fur et à mesure que T augmente, Hflip, déterminé par la dérivée H de Mc, diminue progressivement de 1,2 T à 2 K à 0,6 T à 80 K. Les barres d'erreur obtenues à partir des transitions spin-flip à différents Ts sont tracées dans la Fig. 4 supplémentaire. En revanche, l'inclinaison progressive des spins de Co dans Ma (M le long de l'axe a) à 2 K conduit à une augmentation linéaire jusqu'à 4,0 T, au-dessus de laquelle la pente de Ma diminue considérablement (Fig. 1d).La valeur H à laquelle la pente de Ma change est abaissée à mesure que T augmente.Pour étudier l'influence de M anisotrope sur le transport, nous avons mesuré la magnétorésistance, MR = \(\frac{R\left(H\right)-R\left(0\right)}{R\left(0\right)} \) , pour les axes c et a (Fig. 1c et d), où \(R\left(H\right)\) est la résistance longitudinale en H. Tandis que MRa (MR avec H le long de l'axe a) s'est avéré diminuer de manière monotone lors de l'augmentation de H, la valeur de MRc (MR avec H le long de l'axe c) a démontré une chute brutale à Hflip.La pente linéaire négative observée de MRc au-dessus de Hflip peut être attribuée au magnon-MR (MMR) résultant de la diffusion électron-magnon40,41,42.La pente négative du MR augmente progressivement à mesure que T augmente (Fig. 1c dans le manuscrit principal), conformément à l'augmentation de la population de magnon43 et elle est maximisée à TN (voir Fig. S4 supplémentaire).La reproductibilité de la mesure MR a été testée à l'aide de plusieurs cristaux différents (voir Fig. S5 supplémentaire).Une correspondance aussi étroite entre les tracés M et MR suggère qu'un ordre magnétique domine le magnéto-transport et son anisotropie.

L'effet Hall électrique peut être largement amélioré par l'interaction entre les électrons de conduction et le magnétisme.Dans les ferromagnétiques, le couplage spin-orbite fournit une contribution supplémentaire à l'effet Hall ordinaire (connu sous le nom d'effet Hall anormal (AHE)), qui a été identifié comme étant proportionnel à M. Dans les antiferromagnétiques non colinéaires, un grand AHE a été observé, malgré la magnitude extrêmement faible de M44,45.Cet AHE provient de la courbure de Berry non nulle associée à des textures de spin topologiquement non triviales46,47.Dans notre cristal AFM CSCA colinéaire à forte anisotropie magnétocristalline, une certaine valeur de H accompagne une transition spin-flip impliquant un changement drastique de M. Cette caractéristique de réorientation de spin peut être contrôlée via l'AHE résultant d'un couplage spin-orbite considérable dans le ACSC.La figure 2a montre que la conductivité transverse, définie comme \({\sigma }_{yx}^{A}=\frac{{\rho }_{xy}}{{\rho }_{yy}^{2} +{\rho }_{yx}^{2}}\) , suit directement la variation de M après la soustraction d'une petite composante linéaire provenant de l'effet Hall ordinaire (voir Supplément S2).Nous notons que \(x\) , \(y\) et \(z\) correspondent respectivement à \(a\) , \(b\) et \(c\) .Ici, \({\rho }_{yx}\) est la résistivité transversale avec le courant agissant le long de l'axe b (I//b), \({\rho }_{yx}=-{\rho }_ {xy}\) , et \({\rho }_{yy}\) est la résistivité longitudinale avec I//b.Le maximum \({\sigma }_{yx}^{A}\) ~200 Ω-1 cm-1 avec un angle de Hall anormal maximum, ΘAH = \(\Delta {\sigma }_{yx}^{A }/{\sigma }_{yy}\) ≈ 2,24 %, où \({\sigma }_{yy}\) est la conductivité longitudinale avec I//b, a été mesurée à 2 K, ce qui réduit à sa moitié magnitude à 80 K. \({\sigma }_{yx}^{A}\) peut être bien mis à l'échelle par M avec un facteur d'échelle \({S}_{H}=\) \({\sigma }_ {yx}^{A}/M\) ≈ 0,214 \({\mathrm{V}}^{-1}\) à 2 K et 0,156 \({\mathrm{V}}^{-1}\) à 80 K. Le tracé de ΘAH et \({S}_{H}\) pour divers antiferromagnétiques et ferromagnétiques à comparer avec ceux du CSCA est illustré à la Fig. S7 supplémentaire.Notez que le ΘAH et \({S}_{H}\) pour les antiferromagnétiques ont été normalisés à l'aimantation dans l'état inversé.Une comparaison directe entre \({\sigma}_{yx}^{A}\) et Mc à T = 2, 40 et 80 K est affichée dans la Fig. S8 supplémentaire.La figure 2b affiche les tracés de contour de \({\sigma }_{yx}^{A}\) obtenus à partir de la dépendance angulaire de \({\sigma }_{yx}^{A}\) pour diverses valeurs de H à 2 K, qui clarifie l'émergence entraînée par le spin-flip du grand AHE.

Grand effet Hall anormal.(a) H dépendance de la conductivité Hall anormale, \({\sigma }_{yx}^{A}\) , à T = 2, 40 et 80 K. (b) Tracés de contour 2D et 3D de \({ \sigma }_{yx}^{A}\) , établi à partir de la dépendance angulaire de \({\sigma }_{yx}^{A}\) pour différentes valeurs de H à T = 2 K. Pour \({ \sigma }_{yx}^{A}\) , H est tourné dans le plan ac avec le courant agissant le long de l'axe b, I//b.La géométrie de la mesure de conductivité de Hall est illustrée schématiquement : θ = 0° pour l'axe c et θ = 90° pour l'axe a.La ligne pointillée grise indique la transition spin-flip, Hflip = 1,2 T à 2 K.

Une différence MR distincte peut être démontrée en traçant ΔMR = MRa - MRc en fonction de H, comme le montre la Fig. 3a.Une forte variation se développe dans le régime de spin-flip, et la différence maximale devient perceptible juste après l'apparition de spin-flips à Hmax ≈ 1,6 T pour T = 2 K. Des caractéristiques similaires accompagnant le ΔMR réduit et la baisse de Hmax peuvent être observées à T = 40 et 80 K. L'AMR, défini comme \(\frac{R\left(\theta \right)-R\left(0\right)}{R\left(0\right)}\) , a été mesuré avec la géométrie illustrée à la Fig. 3b.Notez que H est continuellement appliqué perpendiculairement au courant, inhibant l'effet MR lorentzien ordinaire.L'anisotropie uniaxiale permet une double symétrie de rotation, qui est présentée dans le tracé angulaire polaire de l'AMR (Fig. 3b).L'AMR révèle une forme en forme d'haltère dans laquelle la valeur maximale se produit à θ = 90 et 270°.À travers Hflip, l'AMR est considérablement amélioré et la plus grande variation se produit à Hmax = 1,6 T, ce qui est cohérent avec ΔMR.L'AMR maximale à Hmax atteint ~ 4 %, ce qui est supérieur d'un ordre de grandeur à la valeur correspondante pour les autres métaux AFM6,48,49.La carte de contour AMR complète de la figure 3c révèle que l'effet AMR est évidemment maximisé à Hmax, au-dessus duquel l'AMR est progressivement réduit en raison de l'anisotropie affaiblie.La diminution de Hmax est affichée dans les tracés de contour à T = 40 et 80 K (Fig. 3d), corroborant le comportement ΔMR (Fig. 3a).L'évolution T détaillée de l'effet AMR est présentée dans les tracés de contour θ – T de la Fig. S9 supplémentaire.

magnétorésistance anisotrope.(a) Différence MR entre les axes a et c, ΔMR = MRa - MRc, considéré à T = 2, 40 et 80 K. (b) Tracé angulaire polaire de la magnétorésistance anisotrope (AMR), mesuré à T = 2 K en faisant tourner H = 1, 1,6, 2 et 3 T dans le plan ac avec le courant le long de l'axe b, I//b.La géométrie de la mesure AMR est représentée schématiquement : θ = 0° pour l'axe c et θ = 90° pour l'axe a.( c ) Tracé de contour de l'AMR mesuré à T = 2 K. ( d ) Tracés de contour de l'AMR mesuré à T = 40 et 80 K.

Pour clarifier la nature de la transition de phase magnétique, des calculs théoriques basés sur l'hamiltonien de spin avec anisotropie magnétocristalline uniaxiale ont été effectués.En augmentant H le long de l'axe c magnétiquement facile, les énergies magnétiques des phases AFM et spin-flip sont présentées comme \({E}_{\mathrm{AFM}}=-2J{S}^{2}\) et \({E}_{\mathrm{flip}}=2J{S}^{2}-2g{\mu }_{\mathrm{B}}HS,\) respectivement.Ici, \(J\) représente la force de couplage AFM, \(g\) = 2, et \(S\) représente le moment net des couches de Co2As2.En utilisant la condition \({E}_{\mathrm{AFM}}={E}_{\mathrm{flip}}\) à Hflip, la relation suivante \(g{\mu }_{B}{H} _{\mathrm{flip}}/JS=2\) est obtenu.De plus, nous calculons théoriquement l'aimantation Mc en fonction de H en minimisant l'hamiltonien de spin en présence de H le long de l'axe c facile magnétique.Une estimation de \(J{S}^{2}=5,66\times {10}^{4} \mathrm{J}/{\mathrm{m}}^{3}\) est obtenue en ajustant le résultat théorique pour Mc aux données expérimentales enregistrées à 2 K, en cohérence avec nos précédents travaux25.Suite à une analyse similaire en présence de H selon l'axe a, on construit également l'aimantation Ma en fonction de H. En ajustant le résultat théorique pour Ma aux données expérimentales enregistrées à 2 K, on ​​estime la constante d'anisotropie magnétocristalline \ (K=1.4 J{S}^{2}\) 25. Ce qui précède appartient à une forte anisotropie magnétocristalline, comme \(K>J{S}^{2}\) pour notre modèle hamiltonien.Cependant, à la transition induite par H dans CSCA, l'augmentation en forme d'étape observée expérimentalement n'atteint pas son état saturé, principalement pour deux raisons.Tout d'abord, un régime non linéaire apparaît juste après la forte augmentation en escalier (Fig. 1c) en raison de modulations spatiales de la coexistence de phase liées à la nature de premier ordre de la transition50.En considérant les modulations spatiales, nous présentons les résultats Mc et Ma dans les Figs.4a et b, dont on peut observer qu'elles sont conformes aux données expérimentales (Fig. 1c et d).Deuxièmement, une légère pente linéaire peut être observée au-dessus du régime non linéaire, qui augmente continuellement à mesure que T augmente, avec la réduction de la valeur Mc au plus grand H mesuré (Fig. 1c).Ces observations suggèrent que la pente est attribuée à la fluctuation thermique inhibant la saturation de Mc.

Structure multicouche magnétique intrinsèque et états de spin détectables électriquement.(a) Mc et MRc isothermes calculés.La structure en couches schématique présente deux couches ferromagnétiques (FM) Co avec des moments nets relativement orientés pour une valeur spécifique de H, séparées par une couche non magnétique (NM) Ca/Sr dans une cellule unitaire.(b) Ma isotherme calculée et MRa.c L'AMR a été obtenu par calcul de conductance pour Hmax = 1,6 T. Le résultat expérimental de la dépendance angulaire \({\sigma }_{yx}^{A}\) pris à 2 K pour Hmax.Les schémas présentent les orientations relatives des moments magnétiques nets dans une cellule unitaire par rapport à la variation d'angle en H, qui est estimée par un modèle d'anisotropie magnétocristalline à axe facile.

L'influence essentielle de la forte anisotropie magnétocristalline, trouvée dans la réponse magnétique des moments magnétiques nets, peut expliquer l'apparition d'une transition spin-flip.La structure en couches schématique de la figure 4a représente deux couches FM Co avec des moments nets relativement orientés, qui sont séparées par une couche NM Ca / Sr dans une cellule unitaire.L'anisotropie magnétocristalline a tendance à lier les directions de spin à un axe cristallin spécifique.Par conséquent, la phase AFM de CSCA en présence de zéro H est stabilisée le long de l'axe c, avec une énergie magnétique totale minimisée.H agissant le long de l'axe c (Hc) active les retournements de spin, accompagnés d'une forte augmentation de Mc, c'est-à-dire les retournements dans les moments nets.Cette situation s'apparente à un dispositif géant de type magnétorésistance (type GMR) construit artificiellement par des couches magnétiques.L'effet GMR a été observé dans deux géométries : courant appliqué dans le plan des couches (CIP) et courant appliqué perpendiculairement au plan des couches (CPP)51.Le MR avec CPP s'avère nettement plus grand que celui avec CIP, ce qui est attribué aux différentes longueurs d'échelle.Cette description persiste dans les géométries CIP et CPP tant que l'épaisseur de la couche est inférieure à la longueur d'échelle.Nous notons qu'en raison de la géométrie des cristaux CSCA très minces, aucun MR ou AMR mesurable avec le courant agissant le long de l'axe c (I//c) n'a été détecté dans la précision de notre mesure de résistivité.En revanche, Ha génère des moments nets régulièrement inclinés, ce qui est une empreinte digitale de nature hautement anisotrope (Fig. 4b).

Étant donné que le MR montre une dépendance notable à la structure magnétique variée par le champ magnétique externe, on peut supposer que le saut d'électrons entre les couches Co2As2 adjacentes est dominé par une partie indépendante du spin.Pour la partie dépendante du spin, le transport d'électrons peut être bien décrit en sautant à travers un mécanisme de double échange médié par une couche intermédiaire Ca/Sr non magnétique.Pour déterminer théoriquement la propriété de magnéto-transport, nous supposons que l'amplitude de saut intercouche est donnée par \({t}_{i, i+1}= \left|\langle {\widehat{n}}_{i}| {\widehat{n}}_{i+1}\rangle \right|\) (i = 1, 2).Ici \(\left|\langle {\widehat{n}}_{i}|{\widehat{n}}_{i+1}\rangle \right|\) désigne l'intégrale de chevauchement entre deux spineurs, où chacun le spineur est aligné parallèlement aux spins de chaque couche.Il est décrit par \(\mathrm{cos}\frac{\gamma }{2}\) , où \(\gamma \) représente l'angle relatif entre deux spineurs.Pour les géométries de type GMR, la conductivité dépendante du spin a été décrite en utilisant une intégrale de transfert entre les couches les plus proches voisines52.La conductivité dépendante de la couche est donnée par les fonctions de Green entre les couches magnétiques adjacentes, qui incorporent l'élément de matrice de transfert, \(t\) .Compte tenu des fonctions de Green, on peut supposer que la conductance de notre système est proportionnelle aux multiples amplitudes de saut à travers la géométrie bicouche, et donc, \(\sigma \propto {t}_{12}{t}_{23}\propto {\mathrm{cos}}^{2}\gamma /2\) .De la définition de MR et \(R=1/\sigma \) , nous pouvons déduire que MR est proportionnel à \(\sigma \left(0\right)-\sigma \left(H\right)\) .Le développement des propriétés de magnéto-transport anisotrope à travers une transition inversée peut être raisonnablement décrit par \(\sigma \) calculé directement à partir des orientations de spin relatives entre différentes couches de Co2As2, comme illustré sur les figures 4a et b.

Les électrons de conduction sont cruciaux pour suivre les différents états de spin formés en présence de rotation Hmax = 1,6 T, dans la structure multicouche magnétique.La figure 4c représente l'AMR et la dépendance angulaire de l'AHE à Hmax.Combiné avec des calculs théoriques, les différents états de spin sont sondés électriquement, comme le montrent les schémas.Les différents états de spin sont clairement discernables pour l'AMR et la dépendance angulaire de l'AHE à Hmax.Avec la rotation de H de 0 ° à 90 °, les moments parallèles nets se convertissent en un arrangement antiparallèle en commutant le moment net dans l'une des deux couches, ce qui transforme un état R bas en un état R élevé ou un état positif \({ \sigma }_{yx}^{A}\) à un état zéro \({\sigma }_{yx}^{A}\).Une rotation supplémentaire de 90 ° à 180 ° induit la commutation R haut vers bas ou zéro vers négatif \({\sigma}_{yx}^{A}\) en orientant le moment net dans l'autre des deux couches.L'AHE satisfait apparemment la relation Onsager : \({\sigma }_{yx}^{A}\left(\overrightarrow{H}\right)=-{\sigma }_{yx}^{A}\left( -\overrightarrow{H}\right).\)

En résumé, nous étudions ici les propriétés magnétiques anisotropes dans un antiferromagnétique en couches de type Ising, Ca0.9Sr0.1Co2As2.Cette structure multicouche magnétique intrinsèque révèle la grande conductivité anormale de Hall induite par le retournement de spin.De plus, l'opération de commutation entre les états de faible et de haute résistance est démontrée en présence d'un champ magnétique tournant.Cela conduit à une magnétorésistance anisotrope, qui est maximisée au voisinage de la transition inversée.Notre estimation théorique vérifie que l'anisotropie magnétocristalline d'axe facile est un facteur clé pour les propriétés magnétiques anisotropes observées.La détection électrique pour divers états de spin est applicable à une large gamme d'antferromagnétiques.

Les monocristaux de Ca0.9Sr0.1Co2As2 ont été cultivés via la méthode d'autoflux22,53.Un précurseur de CoAs a d'abord été préparé via une réaction à l'état solide en utilisant des poudres mixtes de Co (99,5%, Alfa Aesar) et As (99,999%, Sigma Aldrich) avec un rapport stoechiométrique fixe, après quoi le mélange a été calciné dans l'air à 700° C pendant 24 h dans un four.La poudre de CoAs a été mélangée avec des flocons de Ca et Sr à un rapport molaire CoAs : Ca : Sr de 4 : 0,9 : 0,1, et le mélange a été transféré dans un creuset en alumine.Le creuset a été scellé sous vide dans un tube de quartz.Dans un four à haute température, le tube de quartz a été chauffé à 1280 °C pendant 16 h, refroidi lentement à 850 °C à une vitesse de 2 °C/h, puis refroidi à température ambiante à une vitesse de 100 °C/ h.Enfin, des cristaux de dimensions typiques de 1,5 × 3 × 0,2 mm3 ont été obtenus.

Les échantillons pour l'analyse STEM ont été préparés avec un plan de coupe perpendiculaire à l'axe a à l'aide d'un système de faisceau d'ions focalisé à double faisceau (Helios 650, FEI).Le plan de coupe présentait une structure atomique bien identifiable.Pour éviter des dommages critiques aux échantillons minces, les conditions de tension d'accélération ont été abaissées de 30 à 2 keV.La structure atomique a été étudiée via STEM (JEM-ARM200F, JEOL Ltd, Japon) à 200 keV avec un correcteur Cs (CESCOR, CEOS GmbH, Allemagne) et un pistolet à émission de champ froid.La taille de la sonde électronique était de 83 pm et la plage de l'angle du détecteur de champ noir annulaire à angle élevé était de 90 à 370 mrad.

Des mesures de susceptibilité magnétique et d'aimantation isotherme ont été effectuées avec des champs magnétiques agissant le long des axes a et c à l'aide d'un module de magnétomètre à échantillon vibrant d'un système de mesure des propriétés physiques (PPMS, Quantum Design, Inc.).Les analyses pour déterminer les dépendances au champ magnétique de la résistivité dans le plan et de la résistivité de Hall ont été effectuées en utilisant une configuration classique à quatre sondes dans le PPMS.Une description relative aux contacts électriques est incluse dans la note complémentaire 2. La magnétorésistance anisotrope et la dépendance angulaire de la résistivité Hall anormale ont été obtenues via un balayage d'angle polaire des champs magnétiques dans le plan ac du PPMS équipé d'un rotateur à axe unique. .

L'hamiltonien de spin avec anisotropie magnétocristalline uniaxiale peut être exprimé comme

où \(J\) représente la force de couplage AFM entre les moments Co dans les couches adjacentes, \(N\) désigne le nombre de moments Co dans une seule couche, \(g\) = 2, et \(K\) désigne le constante d'anisotropie magnétocristalline.Le deuxième terme représente l'énergie de Zeeman, où le champ magnétique \(\overrightarrow{H}\) agit dans le plan ac en faisant un angle θ avec l'axe c.Le troisième terme désigne l'énergie d'anisotropie magnétocristalline uniaxiale, qui est cohérente avec l'orientation favorable du spin le long de l'axe c.

Les données à l'appui des conclusions de cette étude sont disponibles auprès des auteurs correspondants sur demande raisonnable.

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Cette recherche a été soutenue par la Fondation nationale de recherche de Corée (numéros de subvention NRF-2016R1D1A1B01013756, NRF-2017R1A5A1014862 (programme SRC : centre vdWMRC), NRF-2021R1A2C1006375 et NRF-2022R1A2C1006740).Nous tenons à remercier Editage (www.editage.co.kr) pour l'édition en anglais.

Ces auteurs ont contribué à parts égales : Dong Gun Oh, Jong Hyuk Kim.

Département de physique, Université Yonsei, Séoul, 03722, Corée

Dong Gun Oh, Jong Hyuk Kim, Mi Kyung Kim, Ki Won Jeong, Hyun Jun Shin, Jae Min Hong, Jin Seok Kim, Kyungsun Moon, Nara Lee et Young Jai Choi

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NL et YJC ont conçu le projet.DGO et KWJ ont synthétisé les monocristaux.DGO, JHK, KWJ, HJS, JMH et JSK ont analysé les propriétés physiques des cristaux.MKK et KM ont effectué des calculs théoriques.DGO, JHK, KM, NL et YJC ont analysé les données et préparé le manuscrit.Tous les auteurs ont lu et approuvé la version finale du manuscrit.

Correspondance à Nara Lee ou Young Jai Choi.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Oh, DG, Kim, JH, Kim, MK et al.Effet Hall anormal entraîné par retournement de spin et magnétorésistance anisotrope dans un antiferromagnétique d'Ising en couches.Sci Rep 13, 3391 (2023).https://doi.org/10.1038/s41598-023-30076-2

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DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-023-30076-2

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Rapports scientifiques (Sci Rep) ISSN 2045-2322 (en ligne)

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