过渡金属铝化物磁性第一原理研究

（2）物质的磁性⽬录：（⼀）、洪德法则（⼆）、磁性的本质是什么，活着怎么从微观的⾓度解释磁性产⽣的原因（三）、外斯分⼦场（四）、物质的抗磁性是怎样产⽣的？为什么说抗磁性普遍存在（五）、顺磁性朗之万理论的内容是什么？在量⼦⼒学范畴内如何对其修正？（六）、铁磁性物质是怎样实现⾃发磁化的，为什么通常未经磁化的铁都不具有磁性（七）、阐述物质铁磁性，反铁磁性和亚铁磁性之间区别和联系（⼋）、交换作⽤模型与超交换作⽤模型的内容分别是什么。

（九）、量⼦⼒学简介（⼀）、洪德法则洪德法则（Hund's rules）简单说就是，⼀个轨道上⼀般都有⼏个“兼并能级”，例如图5中的2p轨道有3个能量⼀样的兼并能级。

在这种情况下，电⼦先⼀个萝⼘⼀个坑把所有的都占⼀遍，如果还剩电⼦，才会⼀个配⼀个的占满这些能级。

图5 （侵删）基于这些规律，我们会发现⼀个有趣的事实：在元素周期表中1. 惰性⽓体（ⅧA）的核外电⼦都恰好是全部成对的，因此不可能有净胜⾃旋；2. 主族元素（ⅠA ~ⅫA）虽然都有未配对电⼦，但在形成化合物时，这些电⼦⼀般都会成为价电⼦参与配对成键，因⽽也⼤都不具备明显的磁性；3. 只有过渡族元素具有⾮价电⼦的净剩⾃旋，因⽽也就是不同材料中磁性的主要承载者。

（⼆）、磁性的本质是什么，活着怎么从微观的⾓度解释磁性产⽣的原因作为⼀种物理场，磁场是看不见、摸不着但⼜客观存在的特殊物质。

它是磁性相互作⽤的媒介，有点神秘但却实实在在影响着我们的⽣活。

⽽题主的困惑来源于我们对磁性产⽣原因的混淆。

磁场的产⽣可以分为两⼤⽅⾯（如图1所⽰）：1、以运动电流为基础；2、以基本粒⼦的量⼦特征—⾃旋为基础。

我们需要将这两部分独⽴进⾏阐述。

题主所说的“⾼中我们就学习过，变化的电场周围会产⽣磁场”正是第⼀种起源，⽽题主接着提到的“⽐如⾮晶体中的磁性，另外有些晶体材料同样不具备明显的磁性等等”尽管不对，但其实指的就是第⼆种起源。

2. 我想多说的是第⼆个起源：以⾃旋为基础的铁磁性物质中的磁性。

金属氧化物的磁性能研究近年来，金属氧化物作为一类重要的功能材料，受到了广泛的研究和应用。

其中，金属氧化物的磁性能成为研究的热点之一。

本文将就金属氧化物的磁性能进行探讨，重点关注其原理、调控方法以及应用前景。

一、金属氧化物磁性的原理金属氧化物的磁性主要来源于其中的过渡金属离子。

过渡金属离子具有未填满的d电子能级，使其呈现出强烈的自旋和轨道角动量耦合。

这种耦合使得过渡金属离子表现出有序的磁矩排列，形成磁性。

此外，金属氧化物中的晶格结构也对磁性发挥着重要的影响。

二、金属氧化物磁性的调控方法1. 金属离子掺杂调控通过对金属氧化物进行掺杂，可以有效地改变其磁性能。

掺杂过渡金属离子可以产生局域磁矩，从而引起磁性的变化。

同时，掺杂还可以改变晶格结构，进一步影响磁性。

2. 外磁场调控外磁场作用下，金属氧化物内的磁矩会重新排列，从而改变其磁性。

通过调节外磁场的强度和方向，可以实现对金属氧化物磁性的灵活调控。

3. 温度调控温度的改变对金属氧化物的磁性能可产生显著影响。

磁性相变是指金属氧化物在特定温度下经历从顺磁性到铁磁性或反铁磁性的相变过程。

通过调节温度，可以实现金属氧化物磁性的控制。

三、金属氧化物磁性的应用前景1. 数据存储金属氧化物磁性材料可以用于数据存储器件中。

其高饱和磁化强度和稳定性使其成为高密度数据存储技术的理想选择。

2. 传感器金属氧化物的磁性可以用于制造磁传感器。

通过检测外界磁场的变化，可以实现各种传感器的灵敏度和精度的提高，从而改善传感器的性能。

3. 自旋电子学自旋电子学是近年来兴起的一种新型电子学技术。

金属氧化物的磁性可以应用于自旋电子学中的磁隧道结构、磁阻效应等方面，为新一代电子器件的发展提供基础支撑。

四、结语金属氧化物的磁性能研究具有重要的学术和应用价值。

通过深入了解金属氧化物磁性的原理和调控方法，我们可以更好地利用其独特的磁性能，开展相关领域的研究和应用。

未来，金属氧化物磁性材料的发展将会为各个领域带来新的突破和创新。

二维MoS2和MnO磁学性质的第一性原理研究的开
题报告
研究背景：
随着纳米技术的发展，二维材料逐渐成为热门研究领域。

其中，二
维过渡族金属硫属化物MoS2以其独特的光电特性和优异的电子传输性能受到了广泛的关注。

同时，单个的过渡金属氧化物MnO也具有较强的磁性，可以在磁性存储器等领域得到应用。

因此，研究二维MoS2和MnO
的磁学性质，可以为其在磁性材料方面的应用提供理论基础。

研究目的：
本研究旨在通过第一性原理方法研究单层MoS2和MnO的磁学性质。

具体目标包括研究MoS2的磁性相变特性以及MnO的磁矩大小与方向等
磁学性质。

研究内容：
1）运用第一性原理方法，建立MoS2和MnO的基本晶格结构，计
算其电子结构和磁学性质。

2）研究MoS2的磁性相变特性，包括制备不同形态的MoS2样品，测试其磁学性质，并为其磁性相变提供理论解释。

3）研究MnO的磁矩大小与方向，探究其磁性来源，并为其在磁性
存储器领域能应用提供理论支持。

研究方法：
1）采用密度泛函理论(DFT)和基于投影的平面波方法，计算材料的
结构、能带、密度等基本物理性质。

2）运用自然赝势法、广义梯度近似等现代计算方法，对二维材料进行计算。

3）通过计算体系不同状态下的自旋极化能、谷选择极化能、反铁磁性等性质，研究MoS2和MnO的磁学性质。

预期成果：
通过本研究，预计可以对二维MoS2和MnO的磁学性质进行深入理解，为其在磁性材料领域的应用提供理论支持。

同时，对于第一性原理方法的应用也可以得到一定的拓展。

AuMnX(X=Sn,Sb)MOKE谱的第一性原理研究张云丽;朱自强;巫洪章【摘要】使用密度泛函理论(DFT)第一性原理全电子缀加平面波(FLAPW)方法研究了AuMnX(X=Sb,Sn)MOKE谱.结果表明两种合金的自旋磁性主要来自Mn原子,与实验符合较好.计算结果预测AuMnSn的MOKE谱线在1.30 eV和5.30 eV存在克尔旋转角峰值,分别为-0.39°和+0.63°;对于AuMnSb则在1.01eV和5.31 eV 存在克尔转角峰值,分别为-1.71°和-1.85°.这些结果证实AuMnSb较适合做信息存储材料.【期刊名称】《周口师范学院学报》【年(卷),期】2018(035)005【总页数】6页(P34-38,53)【关键词】MOKE谱;AuMnX;密度泛函理论【作者】张云丽;朱自强;巫洪章【作者单位】周口师范学院物理与电信工程学院,河南周口466001;浙江大学物理系,浙江杭州310007;周口师范学院物理与电信工程学院,河南周口466001;周口师范学院稀土功能材料及应用实验室,河南周口466001【正文语种】中文【中图分类】O411.3近二十多年来，磁体的磁光特性的研究备受关注[1]. 一方面，因为磁光克尔效应可应用于现代存储数据的提取[2-3]，另一方面，在材料研究领域磁光克尔效应已迅速应用于分光技术. 磁光克尔旋转角大对应信息提取能力较强，因此自van Engen[4]等发现常温下具有巨大磁光克尔旋转角(-1.27°)的强磁合金PtMnSb，在理论和实验上以Mn为基的三元合金TMnX(T：d类过渡金属元素；X：p类元素)引起人们的广泛重视[5-8]. 一些C1b结构的化合物TMnX显示较宽能量范围的光谱[4，9-10]. 因此，理论研究合金TMnX的磁光效应有现实意义.最近，两种相对较新的半Heusler化合物AuMnSn和AuMnSb引起人们的注意[11]. Offernes等人用FP-LMTO方法计算研究了三元合金AuMnSn和AuMnSb 的MOKE谱，发现在1～5 eV能量范围内AuMnSn和AuMnSb的最大克尔旋转角在1.2 eV和0.6 eV处的值分别为-0.7°和-1.2°[12]，表明三元合金AuMnX较好的信息存储功能潜在应用价值. 但是，Lee等在400 ℃下研究AuMnSn的P-MOKE谱，发现AuMnSn克尔旋转角只有-0.22°[13]. 然而，Ravindran等实验发现在400 ℃下AuMnSn式不存在Au∶Mn∶Sn=1∶1∶1结构[14]. 通常情况下样品的掺杂、缺陷、应力、空位、无序可能会导致光的散射，从而改变MOKE谱，因此Lee等人对AuMnSn的P-MOKE光谱的研究结果存在争议. 理论上，Amft等利用缀加球面波(ASW[15])和局域自旋密度近似方法(LSDA)研究了AuMnX(X=In，Sn，Sb)MOKE谱特性，发现AuMnSn和AuMnSb最大克尔旋转角在0.83 eV和0.92 eV的值分别为-0.45°和-0.84°[16]. 通常情况下较ASW方法较精确，但是这种方法忽略了间隙球型重叠部分只是一种粗略近似，而跃迁矩阵的精确性强烈依赖于布洛赫波函数的精确性，所以AuMnX(X = Sn，Sb)的MOKE谱的特性值得进一步的研究证实.本文利用较精确第一性原理全电子缀加平面波近似(FLAPW)方法，研究了AuMnX 的磁性、光学属性和MOKE谱，所得结果与实验符合较好，证实了三元合金AuMnSb与AuMnSn相比具有较大密度信息存储功能. 其结果有利于理解和解决以前有关研究存在的分歧，有助于对相关材料实验研究的理解.1 结构模型和理论方法1.1 结构模型AuMnX(X=Sn，Sb)与AlLiSi具有相同结构[17]，AuMnX结构模型如图1所示，属于面心立方结构，空间群代码是216(符号：原子、Au原子和Mn原子分别占据4a(0，0，0)，4c(1/4，1/4，1/4)和4b(1/2，1/2，1/2)位置，重复单元为4，即每个晶胞含四个原胞. AuMnSn和AuMnSb的晶格常数分别取相应的实验值0.632 3 nm[11]和0.637 9 nm[19].图1 AuMnX的晶体结构图(图中黑色、浅黑的小球分别代表Mn和Sn(Sb)原子，中黑色的大球代表Au原子) 1.2 理论方法本文采用基于密度泛函理论(DFT)第一性原理全电子缀加平面波(FLAPW)方法的WIEN2k软件包[20]，成功地研究了Co2TiSn和Co2ZrSn的MOKE谱[21-22]. WIEN2k是众所周知应用广、精确度高的计算软件. LAPW方法是以Kohn-Sham 密度泛函理论为基础，将晶胞划分为非重叠的以原子为中心的muffin-tin原子球和剩余的球间区域. 在muffin-tin球区域，电荷密度与势函数均用以各中心原子为原点的球谐函数展开，基函数为原子径向和球谐部分的乘积；在球间区，由于势函数变化比较平缓，采用平面波为基函数来展开其电荷密度、势函数. 计算使用的Au，Mn，Sn和Sb原子的非接触原子球半径分别为2.50 a.u，2.44 a.u，3.42 a.u和3.50 a.u，球面谐波径向扩展基函数参数l最大值取10. 平面波展开到KmaxR = 8，其中Kmax为最大展开波矢量的大小，R为最小的原子球半径. 自洽计算，使用的k空间的取样点的网格化密度k-mesh为20×20×20. 在计算与光学性质有关的矩阵元时，k空间的取样点的网格化密度k-mesh为30×30×30. Au，Mn，Sn和Sb的价态和半芯态(Au：5s 5p，Mn：3p，Sn：4d，和Sb：4d)用一个能量窗口处理，计算时的基函数是扩展了LAPW方法的APW+lo方法[23]. 所有计算都采用(LSDA)的交换能和交换势，具有相对论性质的自旋轨道耦合以后处理的方式对于标量相对论的波函数进行微扰处理.磁光效应能够通过法拉第效应传输和反射克尔效应进行研究，但法拉第效应只适用于研究相当薄的薄膜. 当线性极化光被磁性物质反射时发生磁光Kerr效应，磁光Kerr效应可以通过观测磁性材料的线性偏振光反射得到. 偏振光的偏振面发生一定角度的旋转用θK表示，反射光是椭圆极化的，可以定义一个相应的克尔椭圆率ηK. MOKE在技术上的应用即所谓的极化几何位形，当初始的入射和磁化方向垂直于磁性表面所在的平面时，MOKE可通过下式描述(1)这里xx和xy分别表示光电导率张量的对角元和非对角元，ω是入射光的频率. 根据符号选用的习惯，从磁化的方向观察，极化椭圆顺时针旋转θK取正值. 材料的光电导的对角部分xx和非对角部分xy与介电张量εαβ的关系如下(2)这里δαβ是Kronecker的δ-函数，光电导张量和介电系数张量都是计算Kerr效应所必需的物理量.2 结果与讨论2.1 AuMnX的磁性表1为计算的AuMnX磁性. 从表1可以看出AuMnX(X=Sn，Sb)的磁性分别为4.03 μB和4.55 μB. 其中AuMnX(X=Sn，Sb)的Mn原子磁性分别为3.94 μB和4.14 μB. AuMnX(X=Sn，Sb)体系的磁性主要来自Mn原子贡献，其结果与实验值[11，19]3.8 μB和4.2 μB及计算值[16]4.01 μB和4.24 μB吻合的很好. 事实上磁光效应和磁性都与自旋轨道耦合和交换劈裂有关，因此磁光效应和磁性存在一定联系.表1 AuMnX(X=Sn，Sb)的磁性总磁矩/μBAuMnSnAuMnSb实验值Mn3.8[11]4.2[19]计算值[12]4.094.56计算值Mn[16]4.014.24计算值4.034.55计算值Mn3.944.142.2 AuMnX的MOKE谱计算根据量子力学理论，复杂的能级导致激发态的粒子的不同寿命，寿命τ精确近似1/|Imε|. 这里ε是复准粒子的能量，Im(ε)代表激发态能量范围. 为了描述温度效应，通常在计算偶极子转化矩阵中要引入虚能量，在光谱理论计算中加入时间寿命会明显使锐利的峰值展宽和平滑[24]. 然而在第一性原理中计算状态寿命是很困难的. 为了简化对所有能量带计算，通过固定弛豫时间作为一个基本近似. 时间寿命定义能量宽度，用洛伦兹展宽δ来表示. 另外根据Drude体系，对于自由电子弛豫效应应该用相似的方式考虑在内. 带内跃迁的复光电导可由经验的Drude表达式：(3)常数0和τD通常从实验上获得. 带间跃迁的洛伦兹展宽δ取值为0.2 eV和0.3 eV. 对AuMnSn和AuMnSb合金Drude作用参数1/τD分别取0.3 eV和0.4 eV. 通常1/τD振幅会对对角线上低能量的光电导谱影响明显. 由式(3)知ωτD对高能量导电光谱对角项的影响较小. 这个特点保证了高能态的MOKE光谱只有部分与τD选择有关.光电导张量是MOKE谱的重要参数，所以研究与能量有关的光电导是必要的. 由式(1)可知通过增加光电导非对角项和减小光电导对角项可以增加克尔旋转角，即增强该物质对信息提取能力. 为了更好地研究与光电导有关的MOKE光谱，首先研究AuMnX(X=Sn，Sb)光电导谱的对角项xx，其结果如图2，其中2(a)和2(c)分别表示洛伦兹展宽δ=0.20 eV下AuMnSn与AuMnSb的光电导谱的对角项xx；2(b)和2(d)分别表示洛伦兹展宽δ=0.30 eV下AuMnSn与AuMnSb的光电导谱的对角项xx. 从2(a)，2(b)，2(c)与2(d)可以看出AuMnSn与AuMnSb的光电导谱的对角项xx的虚部与实部的线性变化趋势很相像，但实部较虚部更加平滑，虚部相对于实部沿能量增加方向有一定的平移. AuMnSn与AuMnSb的光电导谱的实部都大于零，虚部都与横轴有交点，且在δ=0.20 eV时交点的个数和δ=0.30 eV下交点的个数一样，AuMnSn与AuMnSb的Imxx=0的个数为3个. 在δ=0.30 eV时对于AuMnSn，Imxx=0的点分别在0.00 eV, 1.27 eV和2.99 eV，而对于AuMnSb，Imxx=0的点分别在0.00 eV，0.70 eV和3.23 eV.通常，光电导是用来测量从占据态到非占据态的跃迁. MOKE通常来源于带内跃迁和带间跃迁，在低能区域光电导可归因于带内和带间跃迁，但在高能区常因为带内跃迁的几率较小而通常被忽略.图2 AuMnX(X=Sn，Sb)光电导谱的对角项xx与光子能量关系图(X=Sn时1/τD=0.3 eV，X=Sb时1/τD=0.4 eV)为了理解带间跃迁对MOKE光谱的作用，给出了AuMnX(X=Sn，Sb)两种合金的xy计算结果，如图3，其中3(a)和3(c)分别表示洛伦兹展宽δ=0.20 eV下AuMnSn与AuMnSb的xy；而3(b)和3(d)分别表示洛伦兹展宽δ=0.30 eV下的AuMnSn与AuMnSb的xy. 分别对比3(a)与3(b)，3(c)与3(d)可以看出δ由0.20 eV变化为0.30 eV，AuMnSn的σxy较AuMnSb的xy变化明显，δ=0.30 eV与δ=0.20 eV时σxy峰值相比明显减小，从3(c)可以看出AuMnSn的Rexy分别在2.16 eV，2.99 eV和5.80 eV存在峰值，而Imxy分别在1.48 eV，2.74 eV和5.39 eV存在峰值；从3(d)可以看出AuMnSb的Rexy分别在1.73 eV和5.11 eV存在峰值，而Imxy分别在0.46 eV，2.66 eV和5.41 eV存在峰值，可见X点原子对xy谱线峰值位置作用明显.图3 AuMnX(X=Sn，Sb)光电导谱的非对角相xy与光子能量关系图(X=Sn时1/τD=0.3 eV，X=Sb时1/τD=0.4 eV)最后，在已算参数xx和xy基础上利用方程(1)分别得到了AuMnSn和AuMnSb的MOKE谱(包括克尔旋转角和克尔椭圆率)特点，结果如图4，其中4(a)和4(c)分别表示洛伦兹展宽δ=0.20 eV下AuMnSn与AuMnSb的MOKE谱；而4(b)和4(d)分别表示洛伦兹展宽δ=0.30 eV下的AuMnSn与AuMnSb的MOKE谱. 由图4(c)可以看出AuMnSn的克尔椭圆率与克尔转角线形变化趋势基本一致，克尔椭圆率相对于克尔转角沿光子能量增加方向有一定的平移，AuMnSn的MOKE 谱线克尔转角在1.30 eV和5.30 eV存在主峰分别为-0.39°和0.63°，并在2.18 eV和3.05 eV存在侧峰分别为-0.22°和0.13°；而对AuMnSb如图4(d)MOKE的克尔椭圆率与克尔转角线形变化趋势明显不同，谱线克尔转角在1.01 eV和5.31 eV存在主峰分别为-1.71°和-1.85°，在0.41eV存在侧峰为0.24°. 对比4(a)与4(b)，4(c)与4(d)可以看出当洛伦兹展宽δ从0.20 eV变到0.30 eV，AuMnSn和AuMnSb的最大克尔旋转角分别从0.81°和-2.20°变到0.63°和-1.85°，这个变化与图3中的δ从0.20 eV变到0.30 eV时xy峰值减小有关系，AuMnSb 的克尔旋转角明显比AuMnSn大，这与先前理论计算一致[12，16]. 从这个工作可以看出对于这两种合金来说克尔旋转角与能量的依赖关系很不一样，该研究结果显示光电导和克尔旋转角对电子结构特别敏感，虽然两者有相似的晶体结构和粗糙的电子态结构. 研究发现，AuMnSn和AuMnSb明显展现出不同的特点. AuMnSn的MOKE谱波动较大，温度变化对其影响较明显；而AuMnSb的MOKE光谱变化较平缓，AuMnSn和AuMnSb的最大克尔旋转角的差别是由于不同电子态所致.为了探究克尔旋转角光谱的起因，将克尔旋转角图4(b)分别与对角光电导谱图2(b)和非对角光电导谱图3(b)对比，有意思的是通过分析发现AuMnSn克尔旋转角图4(b)在1.30 eV和3.05 eV的两个克尔旋转角峰值分别与在1.27 eV和2.99 eV 时Imσxx=0，以及在1.48 eV和2.99 eV分别存在的Imxy和Rexy峰值有关. 2.18 eV和5.30 eV能量位置的旋转角峰值分别与2.16 eV的Rexy的峰值和5.39 eV的Imxy的峰值有关联，同样对于AuMnSb通过分析发现在0.41 eV和5.31 eV的两个克尔旋转角峰值分别于在0.46 eV和5.40 eV时Imxy存在峰值有关. 同时也注意到Imσxy的峰值比克尔旋转角θK峰值滞后，对于AuMnSn和AuMnSb分别滞后，说明Imσxy对其克尔旋转角可能存在滞后的关系，这可能与图2和图3提到的光电导的虚部相对于实部沿能量增加方向有一定的平移有关. AuMnSn和AuMnSb体系的MOKE谱不一样，显示了Sn(或Sb)重要角色.图4 AuMnX(X=Sn，Sb)的MOKE与光子能量关系图图5给出了通过计算研究得到AuMnSn的MOKE光谱及与以往的实验和计算结果，通过5(a)和5(b)可以看出MOKE计算结果无论是克尔旋转角还是克尔椭圆率其线形变化趋势和峰值位置与Offernes等人预测吻合较好，但峰值明显比Offernes等人预测较小，峰值的大小更接近于实验值. 与Amft等人计算的结果存在明显的差别，沿光子能量增大方向平移0.5 eV，计算结果与实验吻合的较好. 但理论计算结果与实验还是存在差异，其差异原因分别由于：首先可能是由于克尔效应与温度有关[25]；其次，通常情况下光常数如光电导依赖于样品生长的条件[26-27]；最后，理论计算光谱只适用于理想晶体而实验测量与报道值通常可能来自不同单晶.图5 AuMnSn的MOKE谱与光子能量关系图3 结论基于密度泛函理论(DFT)的第一性原理全电子缀加平面波(FLAPW)方法，计算AuMnX的磁性和MOKE谱. 结果表明AuMnX的自旋磁矩主要来自Mn原子，与实验符合较好. 与先前理论计算研究相比，笔者研究的结果MOKE谱显示明显不同特点. 在适当的洛伦兹展宽(δ = 0.30 eV)下AuMnSn的MOKE谱线在1.30 eV 和5.30 eV分别存在较大峰值的克尔旋转角，其值分别为-0.39°和+0.63°，且在可见光内的2.18 eV和3.05 eV分别存在较小峰值的克尔旋转角，其值分别为-0.22°和0.13°. 对于AuMnSb，而是在0.41 eV，1.01 eV和5.31 eV存在克尔旋转角峰值，其对应的值分别为0.24°，-1.71°和-1.85°. 从而证实了三元合金AuMnSb与AuMnSn相比具有较大密度信息存储功能与实验结果一致.参考文献：【相关文献】[1]Schoenes J, Troisi F, Brück E, et al. Electrical resistivity and Hall-effect study of UN1Al single crystals [J]. J. Magn. Magn. Mater., 1992, 108(1-3):40-42.[2] Mee C D, Daniel E D. 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CrSb 的磁性能：第一性原理研究我们介绍了闪锌矿结构和NiAs 结构中的CrSb 的磁性能的第一性原理研究。

最后我们使用了局域自旋密度和广义梯度近似中的全电子全电势线性平面波方法。

给出了不同结构和相得各种物理量，诸如总磁矩和局部磁矩。

除此之外，通过计算内聚能，能带结构，态密度以及荷质比密度来对所研究的性质的进行详细分析。

CrSb 是闪锌矿结构中磁矩为3.000../B u f μ的半金属铁磁体。

在平衡体积下它的半金属能隙达到0.69eV 。

1. 引言最近de Groot et al.介绍了一类磁性材料，通过结合半导体技术和磁性能开启了磁电器件的发展之门。

这种spintronic 器件开发了自旋电子以及它们电荷的存储和传输的信息。

它们是半金属(HMs),即，在一个费米能级只出现一个自旋方向带隙的材料，而其它自旋方向具有金属特征。

因此期望从这些材料中得到100%自旋极化的传导电子。

已经使用将过渡金属掺杂到III-V 族或II-VI 族半导体或者从弱磁性半导体中(DMSs)中寻找这种可能的磁性材料。

其他可能性包括使用分子束外延从闪锌矿结构或纤锌矿结构中不断增长的二元化合物中寻找这种磁性材料。

在这些化合物中，CrSb 得到了特别的关注。

我们知道的CrSb 的一般结构是六角晶相(NiAs 型)，它在710K 的Neel 温度下是反铁磁性的。

最近，在闪锌矿结构中利用分子束外延方法在III-V 半导体上生成了CrSb 薄膜并且被证实在室温下可以显示铁磁行为。

一些理论研究已经处理了CrSb 的这个相。

Lui 用全电势线性缀加平面波(FP-LAPW)方法预测了闪锌矿结构中的一种HM CrSb 晶相，它可以达到0.774eV ，磁矩可达3.000../B u f μShirai 计算了ZB-CrSb 的Curie 温度并发现此温度等于1600K 。

在这篇文章中我们延续了以前的研究，使用代表技术发展水平的从头计算自洽FPLAPW 方法对ZB 和NiAs 结构的CrSb 的电子性质和磁性能提供一个更完整的理解。

第４１卷第２期宁夏大学学报（自然科学版）２０２０年６月　Ｖｏｌ．４１Ｎｏ．２ＪｏｕｒｎａｌｏｆＮｉｎｇｘｉａＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙ（ＮａｔｕｒａｌＳｃｉｅｎｃｅＥｄｉｔｉｏｎ）Ｊｕｎ．２０２０　文章编号：０２５３ ２３２８（２０２０）０２ ０１５１ ０６犆狌 犉犲合金单原子链结构稳定性和磁性的第一性原理研究马良财，　汤振兵，　孙亚茹（宁夏大学物理与电子电气工程学院，宁夏银川　７５００２１）摘　要：基于密度泛函理论框架下的第一性原理计算，系统地研究了轴向应力作用下均匀交替构型和非均匀二聚体构型Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的结构稳定性和磁性．均匀交替构型Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链在较大的原子间距范围内能够稳定存在，而二聚体构型Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链中易于形成Ｆｅ２二聚体结构，稳定性较低．Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链在应力拉伸作用下由锯齿形结构向直线形结构转变的同时，其磁耦合特性也由铁磁耦合转变为反铁磁耦合．电子结构的分析表明Ｃｕ原子和Ｆｅ原子间的轨道杂化和电荷转移导致了Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的高稳定性．关键词：合金原子链；稳定性；磁性；第一性原理分类号：（中图）Ｏ４６９ 文献标志码：Ａ收稿日期：２０１９ ０７ ３１基金项目：宁夏自然科学基金资助项目（２０１９ＡＡＣ０３０３５）；国家自然科学基金资助项目（１１６６４０３２）作者简介：马良财（１９７９—），男，副教授，博士，主要从事低维材料微观结构和特性的研究，（电子信箱）ｍａｌｉａｎｇｃａｉ＠１２６．ｃｏｍ． 近年来，金属纳米线由于其优异的电、光和磁学性能以及在纳米电子器件和自旋电子器件中的潜在应用而备受关注，其中金属单原子链被认为是纳米电子器件中的极限导体器件，且由于其结构和物性的典型性而得到了广泛的研究［１—１３］．悬空或吸附在一维基底（如碳纳米管和硅纳米线）上的过渡金属（ＴＭ）单原子链具有较高的自旋极化率或半金属特性［１—２］，在自旋电子器件中具有广泛的应用．传统的电子器件是基于电荷进行信息的传输，而自旋电子器件是基于电子自旋进行信息传输，因此可以使得传输的数据和信息量翻倍．然而，通常情况下孤立磁性单原子链是不稳定的［３］，并不能直接应用于实际，且磁性单原子链易于与杂质原子或分子发生相互作用，从而导致其磁性的改变或消失［４］．研究发现，基于扫描隧道显微镜（ＳＴＭ）和机械控制断裂结（ＭＣＢＪ）方法所制备的贵金属（Ａｕ、Ａｇ和Ｃｕ）单原子链在常温常压下表现出较高的结构稳定性［６—１０］，基于此发现，科学工作者对包含贵金属元素的一维合金单原子链进行了研究，Ｂｅｔｔｉｎｉ等［１１］首次在常温环境下利用机械拉伸合金纳米结的方法制备了悬空的Ａｕ Ａｇ单原子链，且相对于纯Ａｕ／Ａｇ原子链，合金原子链具有更高的强度，但该合金原子链是非磁性的，不能应用于自旋电子器件．能够应用于自旋电子器件的合金原子链应该是由化学稳定的非磁性贵金属原子（Ａｕ、Ｃｕ等）与磁性原子（Ｆｅ、Ｃｏ、Ｎｉ等）所构成，且具有新颖的磁性．Ｅｇｌｅ等［１２］首次在实验上成功制备了一维Ａｕ Ｃｏ合金单原子链，且在该合金原子链中发现了巨磁阻效应，Ｔｓｙａｓｒ等［１３］的密度泛函理论计算也表明了Ａｕ Ｃｏ合金单原子链中磁各向异性的存在．尽管实验上已成功制备了稳定存在的低维Ｃｕ Ｆｅ合金纳米材料［１４—１５］，但对一维Ｃｕ Ｆｅ合金纳米线的原子结构和电子特性依然缺乏系统的了解．因此，本文以一维Ｃｕ Ｆｅ合金原子链为研究对象，利用第一性原理计算方法研究了轴向拉伸应力作用下Ｃｕ Ｃｏ合金单原子链的结构演化、稳定性、磁性和电子特性．１　结构模型和计算方法利用周期性边界条件，Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链构建在一个较大的四面体超胞中，以轴向沿狕轴方向的原子链为具体计算模型，在狓和狔方向填充厚度为１５?的真空层以消除原子链与其镜像间的相互作用，单原子链超胞内包含２个Ｃｕ原子和２个Ｆｅ宁夏大学学报（自然科学版）第４１卷原子．考虑了两种不同原子结构的单原子链模型：①Ｃｕ原子和Ｆｅ原子沿原子链轴向均匀交替结构（标识为Ｃｕ Ｆｅ，见图１ａ）；②在合金单原子链的形成过程中，Ｃｕ原子或Ｆｅ原子可能会形成二聚体，因此考虑了Ｃｕ二聚体和Ｆｅ二聚体交替结构（标识为ＣｕＦｅ，见图１ｂ）．为了模拟ＳＴＭ和ＭＣＢＪ实验中轴向拉伸纳米结形成原子链的过程并比较两种结构合金单原子链的结构稳定性和存在范围，本文研究了原子链在轴向应力拉伸过程中的结构演化．图１　犆狌 犉犲和犆狌 犉犲合金原子链模型本文的计算采用基于密度泛函理论的第一性原理软件包ＶＡＳＰ［１６］来完成，电子 离子实之间的相互作用采用投影缀加波（ＰＡＷ）势［１７］，电子之间的交换关联势采用广义梯度近似（ＧＧＡ）下的ＰＢＥ函数［１８］，该泛函能够对金属体相材料和相应一维纳米结构的物性进行较好地处理，且计算结果与实验结果符合较好．经过收敛测试的平面波动能截断取为４００ｅＶ．原子位置弛豫均采用共轭梯度算法，即当每个原子受力小于０．０１ｅＶ／?，且最后两步计算中系统总能量收敛值小于１．０×１０－５ｅＶ时，结构优化停止．布里渊区积分采用以Ｇａｍｍａ点为中心的Ｍｏｎｋｈｏｒｓｔ Ｐａｃｋ方法［１９］，取１×１×２１的犽点网格．２　结果分析与讨论２．１　稳定性和弛豫结构为了便于对轴向应力拉伸作用下Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的原子结构和稳定性进行讨论，定义原子链轴向平均原子间距为超胞内所有相邻原子键长在轴向（狕轴）投影之和除以超胞内的原子数．假定Ｃｕ原子位于原子链轴线上，则Ｆｅ原子偏离原子链轴线的距离用犱表示（图１）．合金原子链的单原子平均内聚能依据下式进行计算：犈ｃ＝（犈ｔｏｔ－２犈Ｃｕ－２犈Ｆｅ）／４，（１）式中：犈ｔｏｔ为原子链系统的总能量，犈Ｃｕ和犈Ｆｅ分别为孤立Ｃｕ原子和Ｆｅ原子的能量，为便于比较，对纯Ｃｕ原子链的内聚能也进行了计算．由图２的计算结果可以看出，Ｃｕ Ｆｅ单原子链的内聚能随着平均原子间距的增大而逐渐增大，但均小于相应纯Ｃｕ单原子链的内聚能，这就意味着相对于纯Ｃｕ原子链，Ｃｕ Ｆｅ合金原子链的稳定性较高，因此在实验上是易于制备的．轴向应力拉伸作用下Ｃｕ Ｆｅ合金原子链的原子间距均匀增加．如图２中原子链模型图所示，当原子链平均原子间距小于１．５?时，其驰豫结构为相距约２．０?的两平行线性单原子链（Ｃｕ原子链和Ｆｅ原子链）结构；当平均原子间距在１．５～２．４?范围内时，其结构转变为锯齿形，且Ｆｅ原子偏离原子链轴线距离犱随着平均原子间距的增加而迅速减小；当轴向应力拉伸使得原子链的平均原子间距约为２．５?时，其驰豫结构由锯齿形转变为直线形；此后，随着平均原子间距的增大，Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链保持为Ｃｕ原子和Ｆｅ原子沿原子链轴向均匀交替布局的直线形单原子链结构．均匀交替Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链结构在轴向应力作用下的演化过程与实验上观测到的Ａｕ单原子链的形成过程一致［２０］．图２　犆狌 犉犲单原子链和纯犆狌原子链的内聚能犈犮以及两种原子链能量之差Δ犈犜随平均原子间距的变化趋势对于非均匀二聚体结构Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链（图１ｂ），当平均原子间距小于１．５?时，合金原子链的结构依然是两平行的线性单原子链结构．轴向拉伸应力作用下，当平均原子间距在１．６～２．３?范围内时，合金原子链的原子结构转变为锯齿形结构，但原子链中相邻两Ｆｅ原子形成键长约为２．１?的Ｆｅ２二聚体，且随着平均原子间距的增加，该二聚体键长始终保持不变，与自由Ｆｅ２二聚体的键长几乎相等．随着平均原子间距的增加，Ｆｅ２二聚体偏离原子链轴线的距离犱随着平均原子间距的增加而迅速减小，当应力拉伸使得原子链的平均原子间距为２．４?时，其结构转变为直线形原子链结构．当平均原子间距为２．６?时，如图２中右下角结构示意图所示，相邻Ｃｕ原子间距为３．３?，即此时Ｃｕ Ｆｅ合２５１第２期马良财等：Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链结构稳定性和磁性的第一性原理研究金单原子链在Ｃｕ Ｃｕ键处发生断裂．相对于均匀交替结构Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链发生断裂的平均原子间距（＞３．０?），Ｃｕ Ｆｅ 合金原子链发生断裂的平均原子间距（＜２．６?）要小的多．为定量比较Ｃｕ Ｆｅ和Ｃｕ Ｆｅ 合金原子链的相对稳定性，图２中也给出了两种结构原子链系统的总能量差Δ犈Ｔ＝犈２－犈１（犈１和犈２分别为Ｃｕ Ｆｅ和ＣｕＦｅ 合金原子链总能量）随着平均原子间距的变化趋势，可以看出Ｃｕ Ｆｅ 原子链的能量在其稳定存在的平均原子间距范围内（＜２．６?）均小于Ｃｕ Ｆｅ原子链的总能量，因此均匀交替布局Ｃｕ Ｆｅ合金原子链更加稳定，且能够在较大原子间距范围内稳定存在．２．２　电子结构和磁性有关过渡金属元素与Ｆｅ元素所形成的合金纳米微粒和纳米线的实验和理论研究表明，相邻Ｆｅ原子间表现出反铁磁（ＡＦＭ）耦合特性［２１—２３］．因此，我们考察了稳定性较高的均匀交替布局Ｃｕ Ｆｅ合金原子链的磁耦合特性，分别计算了不同平均原子间距时，相邻Ｆｅ原子间为铁磁（ＦＭ）耦合和反铁磁（ＡＦＭ）耦合的总能量犈ＦＭ和犈ＡＦＭ，通过能量差Δ犈＝犈ＡＦＭ－犈ＦＭ得到其磁基态．能量差Δ犈随平均原子间距的变化趋势见图３，在较大的平均原子间距范围内（１．１～３．２?），能量差Δ犈为－０．３～０．３ｅＶ，当平均原子间距小于２．５?时，即合金原子链结构为锯齿形时，能量差Δ犈均大于零，表明锯齿形Ｃｕ Ｆｅ合金原子链的磁基态为ＦＭ态；而当应力拉伸使得平均原子间距大于等于２．５?时，即合金原子链的结构转变为线形时，能量差Δ犈均小于零，表明直线形Ｃｕ Ｆｅ合金原子链的磁基态为ＡＦＭ态．因此，Ｃｕ Ｆｅ合金原子链在应力拉伸作用下由锯齿形结构向直线形结构转变的同时，其磁耦合特性也由铁磁耦合向反铁磁耦合转变．图４给出了Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链中Ｆｅ原子的磁矩随着平均原子间距的变化规律，需要指出的是Ｃｕ Ｆｅ合金原子链在ＦＭ和ＡＦＭ耦合时对应原子间距的Ｆｅ原子磁矩大小基本相等．当Ｃｕ Ｆｅ合金原子链结构为直线形时，Ｆｅ原子的磁矩几乎保持不变（约为３．４２μＢ），而当其平均原子间距小于２．５?时（原子链结构为锯齿形），Ｆｅ原子的磁矩随着平均原子间距的减小而减小，这是由于合金原子链的结构转变为锯齿形后，Ｆｅ原子配位数增加，并且随着平均原子间距的减小，Ｆｅ原子与近邻原子的轨道重叠程度大大加强．此外，如图４中插图所示，由于锯齿形结构Ｃｕ Ｆｅ原子链中Ｃｕ原子和Ｆｅ原子间强烈的相互作用，使得Ｃｕ原子也产生了较小的磁矩（小于０．１４μＢ）．图３　犆狌 犉犲合金原子链铁磁态和反铁磁态总能量差Δ犈随平均原子间距的变化规律图４　犆狌 犉犲金原子链中犉犲和犆狌原子磁矩随平均原子间距的变化规律为了进一步分析均匀交替构型Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的稳定性成因和轴向应力拉伸作用下磁耦合特性的转变机制，需要对其电子结构特性进行分析，图５ａ～５ｂ和图５ｃ～５ｄ分别给出了平均原子间距为２．２?（结构为锯齿形）和２．８?（结构为直线形）时Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链中Ｃｕ原子和Ｆｅ原子的自旋极化分波态密度（ＰＤＯＳ）．由于合金原子链中相邻Ｆｅ原子间反铁磁耦合特性的出现，为清楚和方便地对结果进行描述，将图５所示超胞内的４个原子分别标记为Ｃｕ１，Ｆｅ１，Ｃｕ２，Ｆｅ２．当合金原子链的结构为锯齿形时，从图５ａ～５ｂ中可以看出： １）Ｃｕ原子的ｓ轨道和ｄ狕２轨道与Ｆｅ原子的ｓ轨道和ｄ狕２轨道间存在强烈的杂化，形成空间分布类似于强σ键的杂化态．由于原子链为锯齿形，原子偏离原子链轴线，且（ｓ＋ｄ狕２）轨道伸展方向沿原子链轴向方向，因此Ｆｅ１原子的（ｓ＋ｄ狕２）轨道和Ｆｅ２原子的（ｓ＋ｄ狕２）轨道间发生部分重叠，Ｆｅ原子间表现出直接交换相互作用，从而使得锯齿形Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链表现出铁磁耦合特性．３５１宁夏大学学报（自然科学版）第４１卷图５　锯齿形和直线性犆狌 犉犲合金原子链中犉犲和犆狌原子的分波态密度２）近邻Ｃｕ原子和Ｆｅ原子的（ｄ狓狕＋ｄ狔狕）轨道间也存在轨道杂化，形成另一个结构和空间分布类似于π键的杂化态．相邻Ｃｕ原子和Ｆｅ原子间强烈的相互作用导致了Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的高稳定性．３）Ｃｕ原子自旋向上和自旋向下态密度的不对称分布，表明Ｃｕ原子态密度出现自旋劈裂，这与前述Ｃｕ原子具有较小磁矩的结果一致．由图５ｃ～５ｄ可以看出，相邻Ｆｅ原子间反铁磁耦合的直线形合金单原子链中，其ＰＤＯＳ发生了较大的变化，Ｃｕ原子和Ｆｅ原子的（ｓ＋ｄ狕２）轨道重叠形成了两个杂化态，一个为Ｆｅ１原子自旋向上的态与Ｃｕ２原子自旋向上的态杂化形成，另一个为Ｆｅ２原子自旋向下的态与Ｃｕ２原子自旋向下的态杂化形成．因此，相邻Ｆｅ原子通过中间的Ｃｕ原子发生相互作用，即相邻Ｆｅ原子间的相互作用为间接交换相互作用，这也就导致了稳定反铁磁特性的出现．此外，线形合金单原子链中近邻Ｃｕ原子和Ｆｅ原子的（ｄ狓狕＋ｄ狔狕）轨道杂化较弱，因此在图中没有给出．通过电荷密度分布可以进一步了解合金原子链的形成机制和稳定性成因，图６ａ～６ｂ分别给出了平均原子间距为２．２?（锯齿形）和２．８?（直线形）时Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链轴向方向的总电荷密度分布图和差分电荷密度分布图．其中，差分电荷密度通过下式进行计算：ρ＝ρｔｏｔ－ρＣｕ－ρＦｅ，（２）式中：ρｔｏｔ，ρＣｕ，ρＦｅ分别为Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链、构成合金原子链的Ｃｕ单原子链和Ｆｅ单原子链的电荷密度．在单独计算Ｃｕ单原子链和Ｆｅ单原子链电荷密度的过程中其原子位置与Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链中的相应原子位置一致．从总电荷密度分布可以看出Ｃｕ原子和Ｆｅ原子间存在连续分布的电荷密度等高线，表明其间存在较强的化学键．而从差分电荷密度分布可以得到更加详细的成键信息，Ｃｕ原子得到电子（黑色实线表示），而Ｆｅ原子失去电子（蓝色虚线表示）．Ｂａｄｅｒ电荷分析［２４］表明锯齿形和直线形Ｃｕ Ｆｅ合金原子链中分别有０．２０ｅ和０．１５ｅ由Ｆｅ原子转移到邻近Ｃｕ原子，因此原子间的电荷转移也导致了Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的高稳定性．已有关于Ｚｎ Ａｕ合金单原子链的研究也得到了类似的电荷转移特性［２５］．为了详细了解合金原子链中各原子的磁排列，图６中也给出了相应的净自旋电荷密度分布图，其中黑色实线和蓝色虚线分别表示净余的自旋向上和自旋向下的电荷密度．在此净自旋电荷密度定义为Δρ＝ρ↑－ρ↓，（３）式中：ρ↑和ρ↓分别为体系中自旋向上和自旋向下电荷密度．从图６中可以清楚地看出，复合结构的净自旋电荷密度高度局域在Ｆｅ原子周围，而Ｃｕ原子的净自旋４５１第２期马良财等：Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链结构稳定性和磁性的第一性原理研究电荷密度接近于零．通过对比锯齿形和直线形合金原子链中内两相邻Ｆｅ原子的净自旋电荷密度，可以发现锯齿形原子链中两相邻Ｆｅ原子具有相同取向的自旋态（即ＦＭ耦合），而直线形原子链中两相邻Ｆｅ原子具有相反取向的自旋态（即ＡＦＭ耦合），这与前文中能量差计算和态密度分析结果一致．图６　锯齿形和直线形犆狌 犉犲合金原子链的总电荷密度分布图（上）、差分电荷密度分布图（中）和净自旋电荷密度分布图（下）３　结语基于密度泛函理论框架下的第一性原理计算方法，系统地研究了均匀交替构型和非均匀二聚体构型Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的结构稳定性和磁性，并考虑了轴向应力形变作用对合金单原子链稳定性和磁性的影响．均匀交替构型Ｃｕ Ｆｅ合金原子链内聚能在较大原子间距范围内均小于相应纯Ｃｕ原子链的内聚能，因此其稳定性较高，且在轴向应力拉伸作用下其结构由锯齿形转变为直线形；而二聚体构型Ｃｕ Ｆｅ 合金单原子链的稳定性较低，Ｆｅ原子间易于形成二聚体，使得合金单原子链在轴向应力拉伸作用下原子间距出现非均匀分布，从而导致原子链在Ｃｕ Ｃｕ键处过早断裂．Ｃｕ Ｆｅ合金原子链中Ｆｅ原子在原子链存在范围内均具有较大的磁矩，且在应力拉伸作用下由锯齿形结构向直线形结构转变的同时，其磁耦合特性也由铁磁耦合转变为反铁磁耦合．电子结构的分析表明，Ｃｕ原子和Ｆｅ原子间的轨道杂化和电荷转移导致了Ｃｕ Ｆｅ合金单原子链的高稳定性．参考文献：［１］　ＣＩＲＡＣＩＳ，ＤＡＧＳ，ＹＩＬＤＩＲＩＭＴ，ｅｔａｌ．Ｆｕｎｃｔｉｏｎａｌｉｚｅｄｃａｒｂｏｎｎａｎｏｔｕｂｅｓａｎｄｄｅｖｉｃｅａｐｐｌｉｃａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＪｏｕｒｎａｌｏｆＰｈｙｓｉｃｓ：ＣｏｎｄｅｎｓｅｄＭａｔｔｅｒ，２００４，１６：Ｒ９０１ Ｒ９６０．［２］　ＤＵＲＧＵＮＥ， ＡＫＩＲＤ，ＡＫＭＡＮＮ，ｅｔａｌ．Ｈａｌｆｍｅｔａｌｌｉｃｓｉｌｉｃｏｎｎａｎｏｗｉｒｅｓ：ｆｉｒｓｔ ｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＬｅｔｔｅｒｓ，２００７，９９：２５６８０６．［３］　ＴＵＮＧＪＣ，ＧＵＯＧＹ．Ｓｙｓｔｅｍａｔｉｃａｂｉｎｉｔｉｏｓｔｕｄｙｏｆｔｈｅｍａｇｎｅｔｉｃａｎｄｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆａｌｌ３ｄｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｍｅｔａｌｌｉｎｅａｒａｎｄｚｉｇｚａｇｎａｎｏｗｉｒｅｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２００７，７６：０９４４１３［４］　ＴＳＹＳＡＲＫＭ，ＢＡＺＨＡＮＯＶＤＩ，ＳＡＬＥＴＳＫＹＡＭ．Ｉｎｆｌｕｅｎｃｅｏｆｈｙｄｒｏｇｅｎｉｍｐｕｒｉｔｉｅｓｏｎａｔｏｍｉｃａｎｄｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆｐａｌｌａｄｉｕｍｎａｎｏｗｉｒｅｓａｎｄｎａｎｏｃｏｎｔａｃｔｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２０１１，８４：０８５４５７．［５］　张淑华，程晓洪，柳福提．“金属 Ｓｉ原子链 金属”纳米结点电子输运性质的计算［Ｊ］．宁夏大学学报：自然科学版，２０１４，３５（２）：１５２ 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ｓｉｚｅｃｏｎｔａｃｔｓｒｅａｌｉｚｅｄｗｉｔｈｍｅｃｈａｎｉｃａｌｌｙｃｏｎｔｒｏｌｌａｂｌｅｂｒｅａｋｊｕｎｃｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２０１０，８１：１３４４０２．［１３］　ＴＳＹＳＡＲＫＭ，ＢＡＺＨＡＮＯＶＤＩ，ＳＭＥＬＯＶＡＥＭ，ｅｔａｌ．ＥｍｅｒｇｅｎｃｅｏｆｇｉａｎｔｍａｇｎｅｔｉｃａｎｉｓｏｔｒｏｐｙｉｎｆｒｅｅｓｔａｎｄｉｎｇＡｕ／Ｃｏｎａｎｏｗｉｒｅｓ［Ｊ］．ＡｐｐｌｉｅｄＰｈｙｓｉｃｓＬｅｔｔｅｒｓ，２０１２，１０１：０４３１０８．［１４］　ＮＡＭＧ，ＰＡＲＫＪ，ＣＨＯＩＭ，ｅｔａｌ．Ｃａｒｂｏｎ ｃｏａｔｅｄｃｏｒｅ ｓｈｅｌｌＦｅ ＣｕｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅｓａｓｈｉｇｈｌｙａｃｔｉｖｅａｎｄｄｕｒａｂｌｅｅｌｅｃｔｒｏｃａｔａｌｙｓｔｓｆｏｒａＺｎ ａｉｒｂａｔｔｅｒｙ［Ｊ］．ＡＣＳＮａｎｏ，２０１５，９（６）：６４９３ ６５０１．［１５］　ＸＩＡＯＫ，ＢＡＯＺＨ，ＱＩＸＺ，ｅｔａｌ．ＵｎｓｕｐｐｏｒｔｅｄＣｕＦｅｂｉｍｅｔａｌｌｉｃｎａｎｏｐａｒｔｉｃｌｅｓｆｏｒｈｉｇｈｅｒａｌｃｏｈｏｌｓｙｎｔｈｅｓｉｓｖｉａｓｙｎｇａｓ［Ｊ］．ＣａｔａｌｙｓｉｓＣｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎｓ，２０１３，４０：１５４ １５７．［１６］　ＫＲＥＳＳＥＧ，ＦＵＲＴＨＭüＬＬＥＲＪ．Ｅｆｆｉｃｉｅｎｔｉｔｅｒａｔｉｖｅｓｃｈｅｍｅｓｆｏｒａｂｉｎｉｔｉｏｔｏｔａｌ ｅｎｅｒｇｙｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓｕｓｉｎｇａｐｌａｎｅ ｗａｖｅｂａｓｉｓｓｅｔ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，１９９６，５４（１６）：１１１６９ １１１８６．［１７］　ＫＲＥＳＳＥＧ，ＪＯＵＢＥＲＴＤ．Ｆｒｏｍｕｌｔｒａｓｏｆｔｐｓｅｕｄｏｐｏｔｅｎｔｉａｌｓｔｏｔｈｅｐｒｏｊｅｃｔｏｒａｕｇｍｅｎｔｅｄ ｗａｖｅＭｅｔｈｏｄ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，１９９９，５９（３）：１７５８ １７７５．［１８］　ＰＥＲＤＥＷＪＰ，ＢＵＲＫＥＳ．Ｇｅｎｅｒａｌｉｚｅｄｇｒａｄｉｅｎｔａｐｐｒｏｘｉｍａｔｉｏｎｍａｄｅｓｉｍｐｌｅ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＬｅｔｔｅｒｓ，１９９６，７７（１８）：３８６５ ３８６８．［１９］　ＭＯＮＫＨＯＲＳＴＨＪ，ＰＡＣＫＪＤ．ＳｐｅｃｉａｌｐｏｉｎｔｓｆｏｒＢｒｉｌｌｏｕｉｎ ｚｏｎｅｉｎｔｅｇｒａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，１９７６，１３：５１８８．［２０］　ＲＯＤＲＩＧＵＥＳＶ，ＵＧＡＲＴＥＤ．Ｒｅａｌ ｔｉｍｅｉｍａｇｉｎｇｏｆａｔｏｍｉｓｔｉｃｐｒｏｃｅｓｓｉｎｏｎｅ ａｔｏｍ ｔｈｉｃｋｍｅｔａｌｊｕｎｃｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２００１，６３：０７３４０５．［２１］　ＨＡＳＨＥＭＩＨ，ＨＥＲＧＥＲＴＷ，ＳＴＥＰＡＮＹＵＫＶＳ．Ｍａｇｎｅｔｉｃｓｔａｔｅｓｏｆ犕 Ｆｅｗｉｒｅｓ（犕＝Ｓｃ Ｎｉ）ｏｎｖｉｃｉｎａｌＣｕ（１１１）ｆｒｏｍｆｉｒｓｔｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２０１０，８１：１０４４１８．［２２］　ＨＥＩＴＳＣＨＡＴ，ＬＥＥＤＣ，ＫＯＲＧＥＬＢＡ．ＡｎｔｉｆｅｒｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｓｉｎｇｌｅｄｏｍａｉｎＬ１２ＦｅＰｔ３ｎａｎｏｃｒｙｓｔａｌｓ［Ｊ］．ＴｈｅＪｏｕｒｎａｌｏｆＰｈｙｓｉｃａｌＣｈｅｍｉｓｔｒｙＣ，２０１０，１１４（６）：２５１２ ２５１８．［２３］　ＴＳＹＳＡＲＫＭ，ＳＭＥＬＯＶＡＥＭ，ＢＡＺＨＡＮＯＶＤＩ，ｅｔａｌ．Ｅｆｆｅｃｔｏｆｓｔｒｅｔｃｈｉｎｇ ｃｏｎｔｒａｃｔｉｏｎｄｅｆｏｒｍａｔｉｏｎｓｏｎｔｈｅｍａｇｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｉｎｇｓｔａｔｅｏｆｍｉｘｅｄＰｄ Ｆｅｎａｎｏｗｉｒｅｓ［Ｊ］．ＪＥＴＰＬｅｔｔｅｒｓ，２０１１，９４（３）：２２８ ２３２．［２４］　ＨＥＮＫＥＬＭＡＮＧ，ＡＲＮＡＬＤＳＳＯＮＡ，ＪóＮＳＳＯＮＨ．ＡｆａｓｔａｎｄｒｏｂｕｓｔａｌｇｏｒｉｔｈｍｆｏｒＢａｄｅｒｄｅｃｏｍｐｏｓｉｔｉｏｎｏｆｃｈａｒｇｅｄｅｎｓｉｔｙ［Ｊ］．ＣｏｍｐｕｔａｔｉｏｎａｌＭａｔｅｒｉａｌｓＳｃｉｅｎｃｅ，２００６，３６：３５４ ３６０．［２５］　ＧＥＮＧＷＴ，ＫＩＭＫＳ．Ｌｉｎｅａｒｍｏｎａｔｏｍｉｃｗｉｒｅｓｓｔａｂｉｌｉｚｅｄｂｙａｌｌｏｙｉｎｇ：Ａｂｉｎｉｔｉｏｄｅｎｓｉｔｙｆｕｎｃｔｉｏｎａｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＢ，２００３，６７：２３３４０３．犉犻狉狊狋 狆狉犻狀犮犻狆犾犲狊犛狋狌犱狔狅犳狋犺犲犛狋狉狌犮狋狌狉犪犾犛狋犪犫犻犾犻狋狔犪狀犱犕犪犵狀犲狋犻犮犘狉狅狆犲狉狋犻犲狊狅犳犆狌 犉犲犃犾犾狅狔犲犱犕狅狀狅犪狋狅犿犻犮犆犺犪犻狀狊犕犪犔犻犪狀犵犮犪犻，犜犪狀犵犣犺犲狀犫犻狀犵，犛狌狀犢犪狉狌（ＳｃｈｏｏｌｏｆＰｈｙｓｉｃｓａｎｄＥｌｅｃｔｒｏｎｉｃ ＥｌｅｃｔｒｉｃａｌＥｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ，ＮｉｎｇｘｉａＵｎｉｖｅｒｓｉｔｙ，Ｙｉｎｃｈｕａｎ７５００２１，Ｃｈｉｎａ）犃犫狊狋狉犪犮狋：Ｂｙｕｓｉｎｇｆｉｒｓｔ ｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓｂａｓｅｄｏｎｄｅｎｓｉｔｙ ｆｕｎｃｔｉｏｎａｌｔｈｅｏｒｙ，ｗｅｈａｖｅｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｅｄｔｈｅｓｔｒｕｃｔｕｒｅｓｔａｂｉｌｉｔｙａｎｄｍａｇｎｅｔｉｃｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆｕｎｉｆｏｒｍｌｙａｎｄｎｏｎｕｎｉｆｏｒｍｌｙａｌｌｏｙｅｄＣｕ Ｆｅｍｏｎｏａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎｓｕｎｄｅｒａｔｅｎｓｉｏｎｓｔｒａｉｎａｌｏｎｇｔｈｅｗｉｒｅ ａｘｉｓｄｉｒｅｃｔｉｏｎ．ＴｈｅｕｎｉｆｏｒｍｌｙａｌｌｏｙｅｄＣｕ ＦｅｍｏｎｏａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎｃｏｍｐｏｓｅｄｏｆｒｅｇｕｌａｒｌｙａｌｔｅｒｎａｔｉｎｇＣｕａｎｄＦｅａｔｏｍｓｉｓｓｔａｂｌｅｕｎｄｅｒｓｔｒｅｔｃｈｉｎｇｕｐｔｏｌａｒｇｅｉｎｔｅｒａｃｔｏｍｉｃｄｉｓｔａｎｃｅｓ．ＷｈｉｌｅｔｈｅｎｏｎｕｎｉｆｏｒｍｌｙａｌｌｏｙｅｄＣｕ ＦｅｍｏｎｏａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎｉｓｌｅｓｓｓｔａｂｌｅｄｕｅｔｏｔｈｅｅａｓｉｌｙｆｏｒｍａｔｉｏｎｏｆＦｅ２ｄｉｍｅｒ．ＦｏｒｔｈｅｕｎｉｆｏｒｍｌｙＣｕ Ｆｅｍｏｎｏａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎｓｕｂｊｅｃｔｅｄｔｏｓｔｒｅｔｃｈｉｎｇｔｅｎｓｉｏｎ，ｔｈｅｒｅｅｘｉｓｔｓａｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｏｆｔｈｅｃｈａｉｎｆｒｏｍｔｈｅｚｉｇｚａｇｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎｔｏｔｈｅｌｉｎｅａｒｃｏｎｆｉｇｕｒａｔｉｏｎ，ｗｈｉｃｈｉｓａｃｃｏｍｐａｎｉｅｄｂｙａｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｆｒｏｍｆｅｒｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｔｏａｎｔｉｆｅｒｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｓｔａｔｅ．ＴｈｅｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅｒｅｖｅａｌｅｄｔｈａｔｓｔｒｏｎｇｈｙｂｒｉｄｉｚａｔｉｏｎｂｅｔｗｅｅｎｔｈｅＣｕａｎｄＦｅｓｔａｔｅｓａｓｗｅｌｌａｓｔｈｅｅｌｅｃｔｒｏｎｔｒａｎｓｆｅｒｆｒｏｍＦｅａｔｏｍｔｏＣｕａｔｏｍａｒｅｒｅｓｐｏｎｓｉｂｌｅｆｏｒｔｈｅｈｉｇｈｓｔａｂｉｌｉｔｙｏｆａｌｌｏｙｅｄＣｕ Ｆｅｍｏｎｏａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎ．犓犲狔狑狅狉犱狊：ａｌｌｏｙｅｄａｔｏｍｉｃｃｈａｉｎ；ｓｔａｂｉｌｉｔｙ；ｍａｇｎｅｔｉｃｐｒｏｐｅｒｔｙ；ｆｉｒｓｔ ｐｒｉｎｃｉｐｌｅｓｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎ（责任编辑、校对　张　刚）６５１。

高压下的相变材料及其磁性能研究相变材料是目前研究热力学性质和材料科学的一种前沿材料。

相变是指物质在温度、压力等外部条件变化下从一种物态到另一种物态的转变。

相变材料主要是指在特定条件下具有相变性质的材料。

磁性相变材料指在不同温度和磁场下，材料的自旋和磁矩方向发生相变，从而产生大的磁场效应。

本文将从高压下的相变材料及其磁性能研究入手，探讨该领域的研究进展、挑战和前景。

一、高压下相变材料的研究高压下的相变材料具有独特的物理、化学和材料学特性，因此受到越来越多的关注。

高压技术是研究相变材料及其性质的重要手段，可以改变材料的晶体结构和电子结构，探究材料在不同温度和压力下的相变行为和物理机制。

近年来，随着高压技术的发展和进步，更多的新型相变材料被发现和研究。

1.1 高压下的相变机制高压下的相变机制主要是由于材料的晶格结构发生变化导致的。

晶格结构的改变可以导致材料的热力学性质的变化，例如比热容、塑性工艺性能、导电性等。

高压下相变机制的探究对于理解材料的相变行为和优化材料的性能有着重要的意义。

1.2 高压下相变材料的研究方法高压下相变材料的研究通常采用实验和计算两种方法。

实验方法包括高压装置、X射线衍射、中子散射、电子显微镜等手段，通过实验观察材料在不同温度和压力下的相变行为和结构演变。

计算方法则主要利用第一性原理计算和分子动力学模拟等方法，对于材料的电子结构和晶格结构进行预测和分析。

1.3 国际上的相变材料研究进展国际上对于高压下的相变材料的研究已经显现出一定的规模和成果。

例如，磁性相变材料的研究得到了广泛的应用。

典型的磁性相变材料包括带隙氧化物、稀土金属、过渡金属等。

另一方面，高压下的相变可以促进导电体中电子局域化现象的发生，这种电子局域化现象又可以导致强关联效应，在高温超导等领域有着应用。

二、高压下磁性相变材料的研究高压下磁性相变材料的研究近年来取得了许多有意义的成果，在材料科学和工程技术领域有着广泛的应用。

环球市场理论探讨/-71-二维半导体材料磁性的第一性原理研究甄红昌天津中环领先材料技术有限公司摘要：磁性半导体同时具有铁磁性和半导体的性质，并能很好地与半导体工艺兼容，以石墨烯为代表的二维晶体材料由于其本身独特的优异性能和潜在的应用价值引起了广泛的关注，尝试用石墨烯作为碳基自旋电子学材料的研究。

但是单层石墨烯的零带隙限制了其在纳米电子器件中的实际应用。

单层MoS 2、单层磷烯以及单层TiS3是内禀非磁性的，为使它们有效地应用于纳米自旋电子器件，需要在其中引入可调控的磁性。

因此探索在单层二维晶体材料中有效地产生磁性是凝聚态物理磁学研究领域的热点问题之一。

本文就对二维半导体材料磁性的第一性原理相关方面进行探讨。

关键词：二维半导体材料；磁性；第一性原理1几种二维半导体材料首先是过渡金属二硫化物，其化学式写为MX2(M 为过渡金属元素，X 为硫族元素)，过渡金属二硫化物由X-M-X 三层原子组成的三明治层状结构堆叠而成，X-M-X 三层原子形成的过渡金属二硫化物单层具有H(Honeycomb)和T(Centeredhoneycomb)型两种晶体结构。

与石墨烯类似，单层(或几层)过渡金属二硫化物可以从其体材料剥离出来，也可通过化学气相沉积及分子束外延生长等方式合成。

其中，单层MoS 2是二维过渡金属二硫化物的典型代表，其具有约为1.9eV 的直接带隙，在室温下的载流子迁移率约为200cm 2V -1S -1。

相关研究表明单层MoS 2在半导体器件方面的应用前景非常广阔。

另外一种典型的二维半导体材料是磷烯—即很少的几个褶皱的蜂窝状的P 原子层构成的黑磷。

2014年，单层磷烯被成功从黑磷中剥离，其中每一个磷原子与其周围的三个磷原子成共价键，形成褶皱的P 原子单层。

相比于石墨烯的零带隙，磷烯具有约为0.59~1.5eV 的带隙，而相对于单层MoS 2的低载流子迁移率，磷烯室温下的载流子迁移率高达103cm 2V -1S -1以上。

基于第一性原理结构材料的力学性质研究基于第一性原理结构材料的力学性质研究摘要基于电子结构理论的第一性原理的计算方法是最有前途的材料设计的计算方法之一。

虽然只有少数力学性能（例如，理想的强度和弹性常数）是直接由第一性原理计算得出，通过提取适当的计算参数，这种方法可以预测复杂的机械性能，（例如，体弹性模量剪切模量的比例，形成能和晶格缺陷之间的相互作用能）并采取适当的模型（如位错核心的Peierls–Nabarro模型）。

在本论文中，我们简要回顾一下最近的第一性原理对结构材料机械性能的研究，涵盖了理想的强度，弹性常数，晶格缺陷等主题。

最近的一些主要如相干势耦合近似第一性原理的方法（足够精确的计算具有复杂元素成分的任意合金的弹性常数）对重要的低C11-C12超级属性的BCC-Ti基合金的重视，溶质的相互作用和抗蠕变性都突出显示。

关键词：第一性原理的方法；机械性能；理想的强度；弹性模量；晶格缺1.前言机械性能是结构材料的主要性能。

获取所需的性能材料的经典方法是所谓的试错，即或多或少从周期表中任意找出数以百计的化学物元素组合来试着找到材料成分的公式。

由于花费大量的时间和金钱，这样的‘材料设计’是然不是最佳的。

材料科学家早就预计，他们可以有效地为所需的性能材料找到合适的‘公式'，即选择化学元素有意根据目标的机械性能。

随着材料的建模方法和计算机技术发展，材料科学家的梦想在逐渐接近现实。

在不同的材料建模方法，基于电子结构的理论第一性原理（或从头算）[1]为最有前途的方法之一。

通过求解一个系统中给定的化学位置和晶格结构的自洽薛定谔方程（实验或经验参数都不需要），这些方法产生的电，子波函数和有关的物理量，如系统的总能量，原子力等。

大多数固体的性能依赖于电子的行为，由于电子是约束原子核和固体的'胶水'，因此可以通过固体的电子结构预测。

然而，通过第一性原理对电子结构的计算来了解机械性能有时不是很容易，因为许多因素，从电子到原子，微观结构，连续介质都包含在内。