v元素magmom3磁矩
III-V族半导体材料
III-V族半导体III-V族化合物是化学元素周期表中的IIIA族元素硼、铝、镓、铟、铊和VA族元素氮、磷、砷、锑、铋组成的化合物。
通常所说的III-V半导体是由上述IIIA族和VA族元素组成的两元化合物，它们的成分化学比都是1:1。
砷化镉砷化镉是一种灰黑色的半导体材料，分子式为Cd3As2。
它的能隙有0.14eV，与其他半导体相比较窄。
砷化铝砷化铝（Aluminium arsenide）是一种半导体材料，它的晶格常数跟砷化镓类似。
砷化铝的晶系为等轴晶系，熔点是1740 °C，密度是3.76 g/cm?，而且它很容易潮解。
它的CAS 编号为22831-42-1。
碲化铋碲化铋是一种灰色的粉末，分子式为Bi2Te3。
碲化铋是个半导体材料，具有较好的导电性，但导热性较差。
虽然碲化铋的危险性低，但是如果大量的摄取也有致命的危险。
碳化硅碳化硅（SiC）为由硅与碳相键结而成的陶瓷状化合物，碳化硅在大自然也存在罕见的矿物，莫桑石。
制造由于天然含量甚少，碳化硅主要多为人造。
最简单的方法是将氧化硅砂与碳置入艾其逊电弧炉中，以1600至2500°C高温加热。
发现Top 爱德华·古德里希·艾其逊在1893年制造出此化合物，并发展了生产碳化硅用之艾其逊电弧炉，至今此技术仍为众人使用中。
性质Top 碳化硅。
性质碳化硅至少有70种结晶型态。
α-碳化硅为最常见的一种同质异晶物，在高于2000°C高温下形成，具有六角晶系结晶构造（似纤维锌矿）。
β-碳化硅，立方晶系结构，与钻石相似，则在低于2000 °C生成，结构如页面附图所示。
虽然在异相触媒担体的应用上，因其具有比α型态更高之单位表面积而引人注目，但直至今日，此型态尚未有商业上之应用。
因其3.2的比重及高的升华温度（约2700 °C），碳化硅很适合做为轴承或高温炉之原料物件。
在任何已能达到的压力下，它都不会熔化，且具有相当低的化学活性。
报错解决——精选推荐
报错解决V ASP⾃旋轨道耦合计算错误汇总静态计算时，报错：VERY BAD NEWS! Internal内部error in subroutine⼦程序IBZKPT:Reciprocal倒数的lattice and k-lattice belong to different class of lattices. Often results are still useful (48)INCAR参数设置：对策：根据所⽤集群，修改INCAR中NPAR。
将NPAR=4变成NPAR=1，已解决！错误：sub space matrix类错误报错：静态和能带计算中出现警告：W ARNING: Sub-Space-Matrix is not hermitian共轭in DA V结构优化出现错误：WARNING: Sub-Space-Matrix is not hermitian in DA V 4 -4.681828688433112E-002对策：通过将默认AMIX=0.4，修改成AMIX=0.2（或0.3），问题得以解决。
以下是类似的错误：WARNING: Sub-Space-Matrix is not hermitian in rmm -3.00000000000000RMM: 22 -0.167633596124E+02 -0.57393E+00 -0.44312E-01 1326 0.221E+00BRMIX:very serious problems the old and the new charge density differ old charge density: 28.00003 new 28.06093 0.111E+00错误：WARNING: Sub-Space-Matrix is not hermitian in rmm -42.5000000000000ERROR FEXCP: supplied Exchange-correletion table is too small, maximal index : 4794错误：结构优化Bi2Te3时，log⽂件：WARNING in EDDIAG: sub space matrix is not hermitian 1 -0.199E+01RMM: 200 0.179366581305E+01 -0.10588E-01 -0.14220E+00 718 0.261E-01BRMIX: very serious problems the old and the new charge density differ old charge density: 56.00230 new 124.70394 66 F= 0.17936658E+01 E0= 0.18295246E+01 d E =0.557217E-02curvature: 0.00 expect dE= 0.000E+00 dE for cont linesearch 0.000E+00ZBRENT: fatal error in bracketingplease rerun with smaller EDIFF, or copy CONTCAR to POSCAR and continue但是，将CONTCAR拷贝成POSCAR，接着算静态没有报错，这样算出来的结果有问题吗？对策1：⽤这个CONTCAR拷贝成POSCAR重新做⼀次结构优化，看是否达到优化精度！对策2：⽤这个CONTCAR拷贝成POSCAR，并且修改EDIFF（⽬前参数EDIFF=1E-6）,默认为10-4错误：WARNING: Sub-Space-Matrix is not hermitian in DA V 1 -7.626640664998020E-003⽹上参考解决⽅案：对策1：减⼩POTIM: IBRION=0，标准分⼦动⼒学模拟。
vasp在计算磁性的实例和讨论
兄弟，问3个问题1，vasp在计算磁性的时候，oszicar中得到的磁矩和outcar中得到各原子磁矩之和不一致，在投稿的是否曾碰到有审稿人质疑，对于这个不一致你们一般是怎么解释的了？2，另外，磁性计算应该比较负责。
你应该还使用别的程序计算过磁性，与vasp结果比较是否一致，对磁性计算采用的程序有什么推荐。
ps：由于曾使用vasp和dmol算过非周期体系磁性，结构对磁性影响非常大，因此使用这两个程序计算的磁性要一致很麻烦。
还不敢确定到底是哪个程序可能不可靠。
3，如果采用vasp计算磁性，对采用的方法和设置有什么推荐。
1，OSZICAR中得到的磁矩是OUTCAR中最后一步得到的总磁矩是相等的。
总磁矩和各原子的磁矩(RMT球内的磁矩)之和之差就是间隙区的磁矩。
因为有间隙区存在,不一致是正常的。
2，如果算磁性，全电子的结果更精确，我的一些计算结果显示磁性原子对在最近邻的位置时，PAW与FPLAW给出的能量差不一致，在长程时符合的很好。
虽然并没有改变定性结论。
感觉PAW似乎不能很好地描述较强耦合。
我试图在找出原因，主要使用exciting和vasp做比较。
计算磁性推荐使用FP-LAPW, FP-LMTO, FPLO很吸引人(不过是商业的)，后者是O(N)算法。
3，使用vasp计算磁性，注意不同的初始磁矩是否收敛为同一个磁矩。
倒没有特别要注意的地方，个人认为。
归根结底，需要一个优秀的交换关联形式出现VASP计算是否也是像计算DOS和能带一样要进行三步（结构优化，静态自洽计算，非自洽计算），然后看最后一步的出的磁矩呢？一直想计算固体中某个原子的磁矩，根据OUTCAR的结果似乎不能分析，因为它里面总磁矩跟OSZICAR的值有一定的差别，据说是OUTCAR中只考虑WS半径内磁矩造成的。
最近看到一个帖子说是可以用bader电荷分析方法分析原子磁矩。
如法炮制之后发现给出的总磁矩与OSZICAR的结果符合的甚好，可是觉得没有根据，有谁知道这样做的依据吗，欢迎讨论！设置ISPIN=2计算得到的态密度成为自旋态密度。
iii-v族化合物半导体器件太赫兹建模和电路验证
iii-v族化合物半导体器件太赫兹建模和电路验证文章标题：iii-v族化合物半导体器件在太赫兹建模和电路验证中的应用在当今科技发展的潮流下，半导体材料作为现代电子器件的关键组成部分，在各个领域都展现出了不可替代的地位。
其中，iii-v族化合物半导体材料因其优异的电学性能和光学特性，被广泛应用于太赫兹波段的器件和电路中。
本文将从深度和广度的角度，探讨iii-v族化合物半导体器件在太赫兹建模和电路验证中的重要应用，并共享个人观点和理解。
一、iii-v族化合物半导体材料简介iii-v族化合物半导体材料是指周期表中III族元素和V族元素组成的半导体材料，具有较高的电子迁移率和较大的击穿场强。
常见的iii-v族化合物包括氮化镓（GaN）、磷化铟（InP）等。
这些材料在太赫兹波段的应用中具有优异的性能，如高迁移率、宽禁带宽度等，因此在太赫兹器件中具有广泛的应用前景。
二、iii-v族化合物半导体器件的太赫兹建模在iii-v族化合物半导体器件的太赫兹建模中，为了准确地描述其电学性能和电磁特性，需要进行复杂的电磁场模拟和结构仿真。
这些模拟包括从微观到宏观的多尺度仿真，涉及到材料的能带结构、电子迁移率、缺陷态模型等方面。
通过建立有效的太赫兹模型，可以深入理解iii-v族化合物在太赫兹波段下的电磁响应特性，为后续的器件设计和优化提供重要的参考。
三、iii-v族化合物半导体器件的电路验证除了建模仿真外，iii-v族化合物半导体器件的电路验证也是至关重要的一环。
通过搭建太赫兹器件的电路原型，可以验证其在实际工作条件下的性能表现，包括频率响应、功率传输特性等。
电路验证还可以为器件的可靠性和稳定性提供充分的考量，为实际应用提供有力支撑。
总结回顾iii-v族化合物半导体器件在太赫兹建模和电路验证中的应用，不仅是当前研究的热点，更是未来太赫兹通信、太赫兹成像等领域的重要基础。
通过本文的分析，我们了解了该领域的基本概念和关键技术，也了解了其在实际应用中的重要性。
三角反铁磁材料Mn3Z（Z=Ga,_Ge,_Sn）的磁性和输运性质
㊀第40卷㊀第11期2021年11月中国材料进展MATERIALS CHINAVol.40㊀No.11Nov.2021收稿日期:2021-07-14㊀㊀修回日期:2021-08-31基金项目:国家自然科学基金资助项目(51671024,91427304)第一作者:张强强,男,1995年生,博士研究生通讯作者:柳祝红,女,1976年生,教授,硕士生导师,Email:zhliu@DOI :10.7502/j.issn.1674-3962.202107017三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质张强强1,柳祝红1,马星桥1,刘恩克2(1.北京科技大学物理系,北京100083)(2.中国科学院物理研究所北京凝聚态物理国家实验室,北京100190)摘㊀要:反铁磁材料具有零磁矩或非常小的磁矩,不易受外磁场干扰㊂相对于铁磁材料,反铁磁材料具有更低的能量损耗和更高的响应频率等优点,因在自旋电子学领域的实际应用方面具有巨大潜力而备受关注㊂作为一种兼具Kagome 晶格及三角反铁磁性的特殊自旋电子学材料,六角Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)合金展现出巨大的反常霍尔效应㊁拓扑霍尔效应㊁自旋霍尔效应以及反常能斯特(Nernst)效应等㊂这些物理效应涉及到当今凝聚态物理研究中最前沿的问题,对它们的研究不仅可以深化对凝聚态磁性物理的理解,而且也驱动了反铁磁自旋电子学的发展㊂首先介绍了Mn 3Z 合金的晶格结构及特殊的磁结构,简要分析了理论计算得到的电子结构对材料输运性能的影响㊂结合实验报道的Mn 3Z 的磁性及输运性质等对3种六角结构合金的优异性能及研究进展进行了概述,揭示了磁结构和电子结构对材料输运性质的物理机制,并对Mn 3Z 系列合金拓扑相关的输运性质进行了展望㊂关键词:Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn);反铁磁材料;拓扑材料;霍尔效应;能斯特(Nernst)效应中图分类号:O469㊀㊀文献标识码:A㊀㊀文章编号:1674-3962(2021)11-0861-10Magnetic and Transport Properties of Triangular Antiferromagnetic Materials Mn 3Z (Z =Ga ,Ge ,Sn )ZHANG Qiangqiang 1,LIU Zhuhong 1,MA Xingqiao 1,LIU Enke 2(1.Department of Physics,University of Science and Technology Beijing,Beijing 100083,China)(2.Beijing National Laboratory for Condensed Matter Physics,Institute of Physics,Chinese Academyof Sciences,Beijing 100190,China)Abstract :Antiferromagnetic materials exhibit zero or rather low moment,so it would not be affected by external magneticfield.Furthermore,they have advantages of lower power consumption and higher frequency response compared with ferro-magnetic materials,which makes them have great potential applications in the field of spintronics.Hexagonal Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys,with both Kagome lattice and triangular antiferromagnetism,exhibit large anomalous Hall effect,topological Hall effect,spin Hall effect and anomalous Nernst effect.These effects involve the most advanced problems in condensed matter physics.The study of them can not only deepen the understanding of condensed matter magnetic physics,but also drive the development of antiferromagnetic spintronics.In this paper,the research progress in magnetic and transport proper-ties are reviewed.The crystal structure and the special magnetic structure of Mn 3Z alloys are introduced.The influence of the electronic structure on the transport properties is briefly analyzed.An overview of the excellent properties of the Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys and their research progress is given in relation to the experimentally reported magnetic and transport proper-ties.An outlook is given for the topologically relevant transport properties of the Mn 3Z alloys.Key words :Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)alloys;antiferromagnetic materials;topological materials;Hall effect;Nernst effect1㊀前㊀言当前的自旋电子器件主要基于铁磁性材料㊂反铁磁材料由于具有零磁矩或者非常小的磁矩,没有杂散场,不受外磁场干扰,故具有更高的稳定性㊂同时,反铁磁博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷材料具有更快的响应速度(响应频率高)㊁更低的能耗以及更高的存储密度等特性,为发展下一代非易失性低功耗反铁磁存储器件提供了契机,可能对磁性随机存储器㊁人工神经网络㊁太赫兹存储器件和探测器等领域产生重大影响㊂在众多的反铁磁材料中,非共线反铁磁材料Mn3Z(Z= Ga,Ge和Sn)中出现了许多引人关注的新颖物性,如反常霍尔效应(anomalous Hall effect,AHE)㊁自旋霍尔效应(spin Hall effect,SHE)㊁拓扑霍尔效应(topological Hall effect, THE)㊁反常能斯特效应(anomalous Nernst effect,ANE)等,已经成为当前凝聚态物理研究中的前沿与热点㊂六角Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金具有DO19型结构,如图1a所示,空间群为P63/mmc(No.194)㊂其中Mn原子占据(1/6,1/3,1/4)位置,Z原子占据(1/3,2/3, 3/4)位置㊂在六角Mn3Z结构中,两种镜面对称的Mn3Z 反铁磁平面沿着c轴方向叠加嵌套,每一层的Mn位形成一个由共享等边三角形组成的二维网格,即Kagome晶格[1]㊂在六角Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金中,所有Mn 原子的磁矩都位于ab平面,形成一个手性自旋结构,其矢量手性与通常的120ʎ结构相反㊂Mn3Z合金已经被证明具有多种类型的非共线反铁磁结构[2-6]㊂早在1990年Brown等[7]发现Mn3Z有两种最有可能的磁结构排列,分别如图1b和1c所示[2],这两种磁结构具有相反的手性,且磁结构数据与实验测量值高度吻合㊂因此,当前对Mn3Z(Z=Ga,Ge和Sn)合金的研究既有采用图1b型磁结构的,也有采用图1c型磁结构的㊂图1㊀六角Mn3Z的晶体结构(a)[1];Mn3Z合金的两种不同的磁矩构型(b,c)[2]Fig.1㊀Lattice structure of hexagonal Mn3Z(a)[1];the two different magnetic moment configurations of Mn3Z alloy,respectively(b,c)[2]㊀㊀由于六角Mn3Z合金在基态下会展现出极小的净磁矩,表现出弱铁磁性,实际上并不算严格的反铁磁材料㊂Mn3Z中倒三角形磁矩排列具有正交对称性,每个Mn原子组成的三角形中只有一个Mn原子的磁矩平行于局域易磁化轴,因此另外两个自旋磁矩向局域易磁化轴的倾斜被认为是Mn3Z弱铁磁性的来源[4,8]㊂在凝聚态物理中,材料所展现的许多物性都与其电子结构密切相关,而电子的行为反映在能带结构中㊂Mn3Ga㊁Mn3Ge和Mn3Sn的能带结构看起来非常相似,如图2所示[1]㊂由于Ga原子的价电子数相对于Ge 和Sn原子少一个,因此Mn3Ga的费米能级(E F)相对于Mn3Ge和Mn3Sn的向下移动约0.34eV㊂在Mn3Z合金中,能带结构在E F附近具有线性交叉,产生外尔(Weyl)点㊂Weyl点是动量空间中的奇点,可以被理解为磁单极子㊂这些点成对出现,并且产生特有的表面性质,即所谓的费米弧㊂Weyl点处具有极强的贝利(Berry)曲率磁通分布,这个Berry曲率可以看作是动量空间中的赝磁场㊂这3种合金的能带中价带和导带在E F附近多次交叉,产生多对Weyl点,其中大部分为II型(II型Weyl点与I型Weyl点的区别在于其能带中Weyl锥在某个动量方向上发生倾斜)[9]㊂Weyl点的位置和手性与磁晶格的对称性一致㊂其次,在高对称点K和A处可以发现看似相似的能带简并点,如图中红色圆圈所示㊂有趣的是,部分Mn3Z合金除了可以形成DO19型六角结构之外,还可能形成DO22型四方结构或DO3型哈斯勒(Heusler)立方结构㊂例如,Mn3Ga在623K的温度下退火会形成DO22型四方结构,在883K的温度下退火会形成DO19型六角结构,在1073K的温度下退火则会形成DO3型Heusler立方结构[10]㊂DO22型Mn3Ge在大约800K 的温度下会向DO19型六角结构转变[11]㊂因此,为了确保合金可以以稳定的DO19型六角结构结晶,合适的热处理是必要的㊂2㊀六角Mn3Sn合金的输运性质2.1㊀Mn3Sn中的AHEAHE是磁性材料中比较常见的输运效应,由于其在自旋电子学器件材料方面具有潜在的应用前景,使其迅速成为材料科学等领域的研究热点之一㊂一般认为,铁磁性材料的AHE与其磁化强度成正比㊂由于反铁磁材料缺乏净剩磁矩,普遍认为反铁磁材料中不会出现AHE㊂268博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图2㊀Mn 3Ga(a)㊁Mn 3Ge(b)和Mn 3Sn(c)的能带结构[1]Fig.2㊀Electronic band structure for Mn 3Ga (a),Mn 3Ge (b)andMn 3Sn(c)[1]后来的研究表明,AHE 起源于两种不同的机制:一种是由杂质原子散射所引起的外禀散射机制,包括边跳机制和螺旋散射机制;另一种是晶体能带的Berry 曲率所驱动的内禀机制,与外部散射无关㊂Berry 曲率相当于布里渊区中的赝磁场,可以使电子获得一个额外的群速度,从而产生内禀反常霍尔电导(anomalous Hall conductivity,AHC)㊂内禀AHE 仅与材料的能带结构相关,这为在反铁磁材料中发现AHE 提供了条件㊂Mn 3Sn 在E F 附近的Weyl 点处所具有的Berry 曲率磁通分布是导致该材料出现大的反常霍尔电导的关键㊂2015年,日本研究人员首次报道了Mn 3Sn 单晶中产生的巨大的反常霍尔电导[12]㊂图3a 为室温下磁场沿(2110)方向测得的Mn 3Sn 单晶的AHE 曲线,可以看到反常霍尔电阻率在低磁场区域展现出一个相当大的跳跃㊂当磁场沿(0110)方向时,Mn 3Sn 单晶在100~400K 的温度范围内均表现出较大的AHE,如图3b 所示㊂相应地,在外加磁场沿(2110)和(0110)方向时的霍尔电导曲线也展现出较大的跃变和比较窄的滞后(图3c 和3d)㊂例如,当磁场B //(0110)轴测量时,反常霍尔电导率σH 在零场时就具有比较大的值,其中在室温下约为20Ω-1㊃cm -1,在100K 的温度下接近100Ω-1㊃cm -1,这对于反铁磁材料来说是非常大的㊂图3㊀Mn 3Sn 单晶的AHE 测量曲线[12]Fig.3㊀Magnetic field dependence of the AHE in Mn 3Sn [12]368博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷㊀㊀Mn 3Sn 的可变磁结构会影响费米面附近的能带结构,进而影响其AHE㊂为了更好地对AHE 进行调控,北京科技大学陈骏团队对多晶Mn 3Sn 复杂的磁结构及其与AHE 的相关性进行了研究[13]㊂研究发现,Mn 3Sn 在不同的外部磁场下带场冷却(field-cooling,FC)的得到测量曲线在磁转变温度T S =190K 时存在明显的磁相变(图4a)[13]㊂早期研究表明,Mn 3Sn 在奈尔温度T N =420K 以下是三角反铁磁结构[14],并且三角反铁磁结构在T S 温度下转变为非公度自旋结构[15]㊂在自旋玻璃转变温度T g =50K 的温度以下,磁化强度随着温度的降低而升高,这主要是由于低温下的自旋玻璃态引起的[16]㊂外加磁场的大小几乎不影响FC 曲线的形状和磁转变温度的大小,并且外加磁场强度的增加只导致Mn 3Sn 磁化强度的小幅增加,表明Mn 3Sn 中的磁结构非常稳定㊂图4b 为Mn 3Sn 在不同温度下的M-H 曲线,可以看到所有温度下的M-H 曲线在6000Oe 的外场下都没有达到饱和㊂当温度高于200K 时M-H 曲线展现出明显的磁滞,表明非共线反铁磁Mn 3Sn 存在弱铁磁性㊂为了明确其磁转变所产生的不同磁结构,采用中子衍射测量之后分析发现Mn 3Sn 的磁相图可分为4个区域:①10<T <190K,②190<T <250K,③250<T <430K,④T >430K㊂其中,250<T <430K 下为反三角的反铁磁(antiferromagnetic,AFM)结构,10<T <190K 为余弦或摆线磁结构㊂宏观磁性测量结果表明,Mn 3Sn 在50K 温度以下存在自旋玻璃态;然而中子衍射测量结果显示,Mn 3Sn 在50K 温度以下并没有任何异常,因此可以认为Mn 3Sn 在50K 温度下存在自旋玻璃态与长程螺旋磁结构的共存㊂在不同温度下对Mn 3Sn 的霍尔电阻率(ρH )进行测量发现,该曲线具有明显的磁滞(图5a)㊂当T =235K 时,|ρH |为2.5μΩ㊃cm;当T =190K 时,ρH 接近于0,且|ρH |随着外加磁场磁感应强度B 的增加而线性增加㊂从ρH -B 曲线中提取了零场(B =0T)下的ρH 来揭示AHE自发分量的温度依赖性(图5b),发现|ρH |在190K 温度以下几乎保持为0,在大约235K 时增加到最大值,然后随着温度的升高而降低㊂很明显,ρH 的变化与温度导致的磁结构的变化密切相关㊂根据这一关系,可以通过改变Mn 3Sn 的磁性结构来调整其AHE㊂图4㊀Mn 3Sn 在不同外加磁场下带场冷却得到的热磁曲线(a),Mn 3Sn 在不同温度下的磁滞回线(b)[13]Fig.4㊀Magnetization as a function of the external magnetic field and temperature[field-cooling (FC)modes](a),hysteresis loops ofMn 3Sn at different temperatures (b)[13]图5㊀Mn 3Sn 不同温度下的霍尔电阻率随磁场的变化曲线(ρH -B 曲线)(a),零场下霍尔电阻率的温度依赖性(b)[13]Fig.5㊀Field dependence of Hall resistivity ρH at different temperatures(a),temperature dependence of Hall resistivity at zero field(b)[13]468博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质2.2㊀Mn3Sn中的THE将拓扑学的概念引入到物理学中来描述随参数连续变化而保持不变的物理量时,能够解释很多关于磁输运方面的问题和现象[17,18]㊂拓扑非平庸自旋结构的局部磁矩在几何阻挫或Dzylashinsky-Moriya相互作用(DMI)的驱动下发生空间变化,产生了一种不同类型的霍尔效应,即THE[19]㊂THE的起源可归因于非零的标量手性自旋X ijk=S i㊃(S jˑS k),其中S i㊃(S jˑS k)代表3个自旋矢量形成的立体角,打破了时间对称性,称为实空间的Berry曲率㊂由于同样具有120ʎ非共线反铁磁结构的Fe1.3Sb已经被报道具有THE[20],Nayak等对Mn3Sn合金中的THE进行了研究[21]㊂霍尔效应总的贡献可以表示为ρxy=ρN+ρM AH+ρT xy,其中ρN和ρT xy分别是正常和拓扑霍尔电阻率[17]㊂ρM AH是与Mn3Sn的磁化强度成正比的反常霍尔电阻率㊂正常霍尔电阻率与外加磁场强度成正比㊂通过从测得的霍尔数据ρxy中扣除正常和反常霍尔电阻率,可以得到拓扑霍尔电阻率ρT xy㊂图6a为在不同测试温度下得到的Mn3Sn的拓扑霍尔电阻率曲线,可以看到在低温下Mn3Sn中存在大的THE,这是由于低温下施加磁场会导致Mn3Sn中非共面的三角反铁磁转变为受拓扑保护的非平庸自旋结构(类似Skyrmions),导致实空间的Berry曲率出现[21]㊂同时,他们还发现Mn3Sn中存在3种不同的霍尔效应,包括在相对高温下的由共面三角AFM结构演化出的自发AHE(ρS xy)㊁低温下的THE(ρT xy)以及中间温区域中两种霍尔效应的共存,如图6b所示㊂2.3㊀Mn3Sn中的ANEANE是由热电流引起的自发横向电压降,与磁化强度成正比[22]㊂AHE由所有占据态能带的Berry曲率决定,而ANE是由E F处的Berry曲率决定的[23]㊂因此,能观察到大的AHE并不能保证观察到大的ANE㊂ANE的测量对于明确E F附近的Berry曲率和验证最近提出的Mn3Sn中Weyl点存在的可能性具有重要价值[9]㊂Ikhlas等对单晶Mn3.06Sn0.94和Mn3.09Sn0.91的Nernst 效应进行了研究[24]㊂结果表明,零磁场下Mn3.06Sn0.94的Nernst信号(横向热电势)-S zx在室温下为~0.35μV㊃K-1 (图7a),与室温下的FePd(0.468μV㊃K-1)㊁L10-MnGa (-0.358μV㊃K-1)等铁磁体的报道值相当[25];在200K 的温度下达到了~0.60μV㊃K-1(图7b)㊂面内的Nernst 信号表现出几乎没有各向异性的滞后现象,零场下展现的Nernst信号值与高场下的饱和Nernst信号几乎相同,表明单晶Mn3Sn中具有大的自发Nernst信号㊂但面外c 轴分量在实验精度范围内测量值为0,表明在这个方向上没有自发Nernst效应㊂通过ANE与磁化强度M的对比图6㊀Mn3Sn在不同温度下拓扑霍尔电阻率ρT xy的磁场依赖性(a),不同霍尔效应贡献的相图(b)[21]Fig.6㊀Field dependence of topological Hall resistivityρT xy at different temperatures(a),phase diagram showing contribution from dif-ferent Hall effects(b)[21]发现(图7a),低场下-S zx和M的滞后几乎相互重叠㊂另外,在大于~100G的磁场区域,ANE效应几乎保持不变,而M随着磁场的增加呈线性增加,表明正常的Nernst效应和传统的ANE的贡献可以忽略不计㊂在Mn3.09Sn0.91中也可以观察到类似的行为(图7b)㊂3㊀六角Mn3Ge合金的输运性质3.1㊀Mn3Ge单晶中的AHE与Mn3Sn相比,Mn3Ge在磁性和AHE方面有所不同,在Mn3Ge中测量得到的反常霍尔电导值比Mn3Sn中的高将近3倍㊂此外,Mn3Ge并不会展现出类似于Mn3Sn中的任何磁转变,为其AHE的稳定性提供了保障㊂Nayak等采用如图8a所示的磁结构通过第一性原理计算预测了Mn3Ge合金中的反常霍尔电导[26]㊂结果表明,Mn3Ge在xy(σz xy)和yz(σx yz)部分的反常霍尔电导接近于零,只有在xz(σy xz)部分发现了反常霍尔电导的存在(图8b)㊂其中,σk ij表示电流沿着j方向的反常霍尔电导,产生的霍尔电压沿i方向㊂Mn3Ge反铁磁结构的两个原始单元具有两个磁性层面,相互之间可以通过相对于xz平面的镜面反射加上沿c轴平移c/2转换㊂由于镜像对称,Mn2Ge合金的σk ij平行于镜面的话就会消失,从568博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷图7㊀300K 的温度下Mn 3.06Sn 0.94的Nernst 信号-S ji 在不同测量方向下的磁场依赖性(a);200K 的温度下Mn 3.06Sn 0.94和Mn 3.09Sn 0.91的-S zx 的磁场依赖性(b)[24]Fig.7㊀Anisotropic field dependence of the Nernst signal -S ji of Mn 3.06Sn 0.94at 300K for comparison,the field dependence of the magneti-zation M (right axis)is shown(a);-S zx of Mn 3.06Sn 0.94and Mn 3.09Sn 0.91measured at 200K(b)[24]图8㊀计算中所采用的Mn 3Ge 的磁结构(a),第一布里渊区和动量依赖的反常霍尔电导(b)[26]Fig.8㊀The magnetic structure of Mn 3Ge used in the calculation(a),first Brillouin zone and momentum-dependent AHC(b)[26]而导致σz xy 和σx yz 的值为零㊂但是因为平面内残存的净磁矩作为镜面对称的扰动,导致σz xy 和σx yz 可以获得非零但是很小的值㊂相比之下,σk ij 垂直于镜面的分量(σy xz )是非零的㊂接着,他们在实验上对预测的AHE 进行了实验验证㊂当电流沿(0001)方向㊁磁场平行于(01-10)(这种测量方式称为构型1)时(图9a),ρH 在2K 的温度下达到5.1μΩ㊃cm 的大饱和值,即使在室温下也展现出了1.8μΩ㊃cm 的饱和值㊂在霍尔电导率曲线σxz -μ0H 中可以看到(图9b),反常霍尔电导在2K 的温度下具有~500Ω-1㊃cm -1的较大的值,在室温下则为50Ω-1㊃cm -1㊂为了进一步研究实验中的AHE 是否具有理论预测的各向异性,测量了电流沿(01-10)方向㊁磁场平行于(2-1-10)方向(构型2)时的霍尔电阻率,如图9c 所示㊂在这种测量方向下,ρH 在2K 的温度下约为4.8μΩ㊃cm,在室温下约为1.6μΩ㊃cm,略小于构型1得到的值㊂图9d 为构型2下的反常霍尔电导曲线,可以看到尽管在2K 的温度下构型2的σH (σyz )(约为150Ω-1㊃cm -1)要小于构型1的σH (σxz ),但在室温下具有与构型1相似的值㊂在这两种情况下,对于正(负)场,ρH 为负(正)㊂第3种测量方式为电流沿着(2-1-10)方向㊁磁场平行于(0001)方向(图9e 和9f),被称为构型3㊂在这种构型下,所有温度下的ρH 和σH 都具有比较小的值㊂此外,AHE 的符号和前两种构型的符号相反,即相对于正(负)场,ρH 为正(负)㊂虽然在正常条件下Mn 3Ge 并不会展现出类似Mn 3Sn中的磁转变,但是如果对Mn 3Ge 施加外部压力的话其磁结构会发生显著变化㊂研究表明,随着压力的增大,Mn 3Ge 的非共线三角磁结构逐渐变为均匀倾斜的非共线三角磁结构,当压力增大到5GPa 以上时变为共线铁磁结构[27]㊂由于Mn 3Sn 合金中磁结构的变化在很大程度上会影响其输运性能,因此可以通过施加不同的压力来改变Mn 3Ge 合金中的磁结构,从而进一步研究Mn 3Ge 的磁结构与AHE 的关系㊂Nicklas 等测量了静水压力与AHE 之间的关系[28],测量装置如图10a 所示,电流平行于(0001)轴,磁场平行于(2-1-10)轴㊂研究发现,随着压力的增大,霍尔电导668博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图9㊀电流和磁场沿不同方向(3种构型)下的霍尔电阻率(ρH)(a,c 和e)和霍尔电导率(σH)(b,d和f)的磁场依赖性[26] Fig.9㊀Hall resistivity(ρH)(a,c and e)and Hall conductivity(σH) (b,d and f)as a function of magnetic field(H),for three differ-ent current and magnetic field configurations[26]率σyz的饱和值先降低,当压力为1.53GPa时完全消失;继续增大压力,σyz的饱和值反向并逐渐增大,如图10b所示㊂在2.85GPa的压力下,Mn3Ge合金中Mn 原子的磁矩会由图10c顶部的磁结构变化为底部的磁结构㊂可以看到压力会导致磁矩向面外倾斜,进而影响电子能带结构,从而导致Berry曲率的变化㊂除了反常霍尔电导之外,理论预测在Mn3Ge中还可以获得高达1100(ћ/e)Ω-1㊃cm-1的自旋霍尔电导率[26]㊂在对Mn3Ge薄膜样品的研究中,在Permalloy/Mn3Ge表面发现了高达90.5nm-2的自旋混合电导系数,并且Mn3Ge的自旋霍尔角是Pt的8倍左右[29]㊂3.2㊀Mn3Ge中的ANE由于Mn3Sn的磁结构在T=50K以下缺乏磁有序性,并且形成了玻璃态的磁基态,从而导致ANE消失[15]㊂而Mn3Ge的磁有序和反常输运性质通常持续到最低温度,与Mn3Sn形成鲜明对比㊂Wuttke等对Mn3Ge单晶的Nernst效应进行了测量,如图11所示[30]㊂结果表明,Nernst信号S xz不依赖于磁场,表现出反常的行为,在非常低的磁场下即表现出步进特征,并且在B>0.02T时就已经达到了饱和值㊂S yz 也表现出非常弱的场依赖性,如图11b所示㊂两种方向都显示出高达室温的特殊饱和行为,随着温度的逐渐降低,Nernst信号从0.4逐渐升高到1.5μV㊃K-1㊂S xy则显图10㊀压力元件内使用的电传输测量样品装置示意图(a),室温下施加不同压力的Mn3Ge的霍尔电导率(b),在环境压力(顶部)和压力为2.85GPa(底部)下的Mn3Ge的反三角自旋结构(c)[28]Fig.10㊀Schematic drawing of the sample device for the electrical-transport measurements used inside the pressure cell(a),field dependence Hall conductivity for Mn3Ge at room temperature for selected pressures(b),the inverse triangular magnetic structure of Mn3Ge at ambient pressure(top)and P=2.85GPa(bottom)(c)[28]768博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷图11㊀Mn3Ge单晶的Nernst信号测量曲线[30]Fig.11㊀Nernst signal of the Mn3Ge single crystals[30]示出不同的行为,如图11c所示㊂在这种配置中,Nernst 信号非常小,阶梯状的行为只是略微可见,并且显示出非常弱的温度依赖性㊂除了单晶Mn3Ge之外,Mn3Ge薄膜在室温下也展现出0.1μV㊃K-1的反常Nernst信号,与铁磁性Fe薄膜的反常Nernst信号(0.4μV㊃K-1)相当[29]㊂4㊀六角Mn3Ga合金的输运性质4.1㊀Mn3Ga中的AHE到THE的转变在同样具有手性的非共线三角反铁磁Mn3Ga中依然存在大的AHE㊂不同的是Mn3Ga存在六角到正交的晶格畸变,原来的共面磁结构会向c轴转变,使得非共面磁结构产生,这就导致Mn3Ga中THE的出现[31]㊂Mn3Ga在100Oe磁场下的磁化强度会随温度的降低先增加(图12)[31],到140K左右出现一个磁转变,并且升降温曲线在此处展现出很明显的热滞,此处即为六角结构到正交结构的轻微畸变[32]㊂变频交流磁化率的测量表明这个转变没有频率依赖(图12插图),和结构变化相对应㊂图12㊀Mn3Ga在100Oe磁场下的热磁曲线,插图为不同频率的交流磁化率实部随温度的变化关系[31]Fig.12㊀M-T curves measured at100Oe field for Mn3Ga,the inset is temperature dependence of the real part of AC susceptibilitymeasured at different frequencies[31]图13a和13b为不同温度下多晶Mn3Ga的霍尔电阻率测量图[31]㊂在较低的磁场范围内,ρxy随着磁场的增大迅速增大,并且展现出比较小的磁滞㊂在低于100K 的温度范围内,曲线的形状及ρxy的值并不随温度明显变化(图13a)㊂当温度高于100K时,曲线的形状类似,随着磁场的增加,ρxy先迅速增大后趋于平缓㊂自发霍尔效应的符号在高于100K时发生改变,这个温度临界点对应于Mn3Ga的六角结构到正交结构的转变温度㊂随着磁场的增大,霍尔电导率σxy先迅速增加,当磁场高于0.03T之后,又逐渐减小(图13c)㊂图13d为ρxy中提取到的ρT xy,可以看到ρT xy几乎不随温度的变化而变化㊂同时,ρT xy随着磁场增加先迅速增大继而减小,表现出一个极值㊂ρT xy的极值大小也几乎与温度无关,最大值约为0.255μΩ㊃cm,比块体MnNiGa(~0.15μΩ㊃cm)和MnGe(~0.16μΩ㊃cm)的值都大[33,34]㊂THE的出现是由于在Mn3Ga中伴随着六角结构到正交结构的转变,磁矩排列由非共线向非共面转变导致的㊂4.2㊀Mn3Ga/PMN-PT中的AHE室温反铁磁自旋电子器件的主要瓶颈之一是反铁磁材料中有限的各向异性磁电阻导致的小信号读出㊂这可以通过在非共线反铁磁物质中利用Berry曲率诱导的反常霍尔电阻或者基于反铁磁自旋的有效操纵建立磁隧道结器件来克服㊂因此,刘知琪团队在300ħ的溅射温度下在(100)取向的铁电0.7PbMg1/3Nb2/3O3-0.3PbTiO3(PMN-PT)单晶衬底上生长了50nm厚的Mn3Ga薄膜,并通过压电应变调制对反常霍尔电阻进行了研究[35]㊂研究结果表明,在50~300K的温度范围内,随着温度的降低,零磁场下的霍尔电阻从~0.112Ω增加到~0.364Ω,用于切换反常霍尔电阻的矫顽场从93mT显868博看网 . All Rights Reserved.㊀第11期张强强等:三角反铁磁材料Mn 3Z (Z =Ga,Ge,Sn)的磁性和输运性质图13㊀不同温度下六角Mn 3Ga 的AHE(a~c)和THE(d)[31]Fig.13㊀Anomalous Hall effect (a~c)and topological Hall effect (d)of hexagonal Mn 3Ga at different temperatures [31]著增加到667.6mT(图14a ~14c)㊂由于静电调制机制对50nm 厚的Mn 3Ga 金属薄膜几乎不起作用,因此通过在PMN-PT 衬底上垂直施加4kV㊃cm-1的栅极电场E G ,分析了压电应变对AHE 的影响,如图14d ~14f 所示㊂可以看到E G =4kV㊃cm-1的AHE 在所有温度下都表现出巨大的变化㊂例如在50K 的温度下,零场的霍尔电阻从E G =0kV㊃cm-1时的~0.364Ω变化到了E G =4kV㊃cm-1时的~0.010Ω㊂由于非共线反铁磁体中的AHE 是其自旋结构的敏感探针,压电应变下AHE 的巨大变化表明其自旋结构在应变调控下发生了巨大的变化㊂4.3㊀Mn 3Ga 薄膜中的逆自旋霍尔效应和自旋泵浦自旋泵浦效应是产生自旋流的重要方法,进一步利用逆自旋霍尔效应(ISHE),可以将自旋流转化为可探测的电荷信号,从而实现自旋泵浦的电测量㊂因此,自旋泵浦效应结合ISHE 成为研究各种材料中自旋-电荷转换的经典手段㊂Singh 等对室温下多晶Mn 3Ga /CoFeB 异质结中的ISHE 和自旋泵浦效应进行了系统的研究[36]㊂实验中通过对ISHE 进行不同角度的测量来分解各种自旋整流效应㊂最终得到的自旋混合电导系数㊁自旋霍尔角和自旋霍尔电导率的值分别为(5.0ʃ1.8)ˑ1018m -2㊁0.31ʃ0.01和7.5ˑ105(ћ/2e)Ω-1㊃m -1㊂如此高的自旋霍尔角和自旋霍尔电导率使得Mn 3Ga 在未来的自旋电子器件中具有很好的应用前景㊂5㊀结㊀语本文对具有非共线反铁磁的DO 19型六角Mn 3Z (Z=图14㊀在300K(a)㊁200K(b)和50K(c)的温度下,E G =0kV㊃cm -1时Mn 3Ga /PMN-PT 异质结构的反常霍尔电阻;在300K (d)㊁200K(e)和50K(f)的温度下,E G =4kV㊃cm -1时Mn 3Ga /PMN-PT 异质结构的反常霍尔电阻[35]Fig.14㊀Magnetic-field-dependent anomalous Hall resistance of the Mn 3Ga/PMN-PT heterostructure at E G =0kV㊃cm -1at 300K(a),200K (b)and 50K(c);magnetic-field-dependent anomalous Hall re-sistance of the Mn 3Ga/PMN-PT heterostructure at E G =4kV㊃cm -1at 300K(d),200K(e)and 50K(f)[35]968博看网 . All Rights Reserved.中国材料进展第40卷Ga,Ge,Sn)合金的磁性和输运性质进行了综述㊂发现通过理论计算对Mn3Z合金的输运性质进行预测之后,在实验上都得到了验证,并观察到了非常优异的物理性能㊂这表明通过理论计算能带结构,调控和发现E F附近具有Weyl点的材料,从而寻找输运性能优异的材料是可行的㊂当前对Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)合金的报道已经提供了明确的经验框架,为后期及进一步制作具备优良性能的非共线反铁磁材料打下了坚实的基础㊂因此,还需要大量的理论计算及实验以进一步指导六角反铁磁材料输运性能的有效调控㊂另外,通过对其他材料体系的研究发现,适当的无序掺杂会明显提高材料拓扑能带引起的Berry曲率,进而提升其输运性能,这为将来进一步提升六角反铁磁Mn3Z(Z=Ga,Ge,Sn)合金的性能提供了重要思路㊂参考文献㊀References[1]㊀ZHANG Y,SUN Y,YANG H,et al.Physical Review B[J],2017,95(7):075128.[2]㊀KÜBLER J,FELSER C.EPL(Europhysics Letters)[J],2018,120(4):47002.[3]㊀NAGAMIYA T.Journal of the Physical Society of Japan[J],1979,46(3):787-792.[4]㊀TOMIYOSHI S,YAMAGUCHI Y.Journal of the Physical Society ofJapan[J],1982,51(8):2478-2486.[5]㊀SANDRATSKII L M,KÜBLER J.Physical Review Letters[J],1996,76(26):4963.[6]㊀ZHANG D,YAN B,WU S C,et al.Journal of Physics:CondensedMatter[J],2013,25(20):206006.[7]㊀BROWN P J,NUNEZ V,TASSET F,et al.Journal of Physics:Condensed Matter[J],1990,2(47):9409.[8]㊀NYÁRI B,DEÁK A,SZUNYOGH L.Physical Review B[J],2019,100(14):144412.[9]㊀YANG H,SUN Y,ZHANG Y,et al.New Journal of Physics[J],2017,19(1):015008.[10]LIU Z H,TANG Z J,TAN J G,et al.IUCrJ[J],2018,5(6):794-800.[11]KALACHE A,KREINER G,OUARDI S,et al.APL Materials[J],2016,4(8):086113.[12]NAKATSUJI S,KIYOHARA N,HIGO T.Nature[J],2015,527(7577):212-215.[13]SONG Y,HAO Y,WANG S,et al.Physical Review B[J],2020,101(14):144422.[14]OHMORI H,TOMIYOSHI S,YAMAUCHI H,et al.Journal ofMagnetism and Magnetic Materials[J],1987,70(1-3):249-251.[15]LI X,XU L,DING L,et al.Physical Review Letters[J],2017,119(5):056601.[16]FENG W J,LI D,REN W J,et al.Physical Review B[J],2006,73(20):205105.[17]GALLAGHER J C,MENG K Y,BRANGHAM J T,et al.PhysicalReview Letters[J],2017,118(2):027201.[18]KANAZAWA N,KUBOTA M,TSUKAZAKI A,et al.Physical Re-view B[J],2015,91(4):041122.[19]BRUNO P,DUGAEV V K,TAILLEFUMIER M.Physical ReviewLetters[J],2004,93(9):096806.[20]SHIOMI Y,MOCHIZUKI M,KANEKO Y,et al.Physical ReviewLetters[J],2012,108(5):056601.[21]ROUT P K,MADDURI P V P,MANNA S K,et al.Physical Re-view B[J],2019,99(9):094430.[22]HUANG S Y,WANG W G,LEE S F,et al.Physical Review Let-ters[J],2011,107(21):216604.[23]XIAO D,YAO Y,FANG Z,et al.Physical Review Letters[J],2006,97(2):026603.[24]IKHLAS M,TOMITA T,KORETSUNE T,et al.Nature Physics[J],2017,13(11):1085-1090.[25]HASEGAWA K,MIZUGUCHI M,SAKURABA Y,et al.AppliedPhysics Letters[J],2015,106(25):252405.[26]NAYAK A K,FISCHER J E,SUN Y,et al.Science Advances[J],2016,2(4):e1501870.[27]SUKHANOV A S,SINGH S,CARON L,et al.Physical Review B[J],2018,97(21):214402.[28]DOS REIS R D,ZAVAREH M G,AJEESH M O,et al.PhysicalReview Materials[J],2020,4(5):051401.[29]HONG D,ANAND N,LIU C,et al.Physical Review Materials[J],2020,4(9):094201.[30]WUTTKE C,CAGLIERIS F,SYKORA S,et al.Physical Review B[J],2019,100(8):085111.[31]LIU Z H,ZHANG Y J,LIU G D,et al.Scientific Reports[J],2017,7(1):1-7.[32]NIIDA H,HORI T,NAKAGAWA Y.Journal of the Physical Societyof Japan[J],1983,52(5):1512-1514.[33]WANG W,ZHANG Y,XU G,et al.Advanced Materials[J],2016,28(32):6887-6893.[34]KANAZAWA N,ONOSE Y,ARIMA T,et al.Physical Review Let-ters[J],2011,106(15):156603.[35]GUO H,FENG Z,YAN H,et al.Advanced Materials[J],2020,32(26):2002300.[36]SINGH B B,ROY K,CHELVANE J A,et al.Physical Review B[J],2020,102(17):174444.(编辑㊀吴㊀锐)078博看网 . 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castep中关于磁性的设置
版内有这方面的内容顺磁，意味进行non-spin polarized的计算，也就是ISPIN=1。
铁磁，意味进行spin-polarized的计算，ISPIN=2，而且每个磁性原子的初始磁矩设置为一样的值，也就是磁性原子的MAGMOM设置为一样的值。
对非磁性原子也可以设置成一样的非零值（与磁性原子的一样）或零，最后收敛的结果，非磁性原子的local磁矩很小，快接近0，很小的情况，很可能意味着真的是非磁性原子也会被极化而出现很小的local磁矩。
反铁磁，也意味着要进行spin-polarized的计算，ISPIN=2，这是需采用反铁磁的磁胞来进行计算，意味着此时计算所采用的晶胞不再是铁磁计算时的最小原胞。
比如对铁晶体的铁磁状态，你可以采用bcc的原胞来计算，但是在进行反铁磁的Fe计算，这是你需要采用sc的结构来计算，计算的晶胞中包括两个原子，你要设置一个原子的MAGMOM为正的，另一个原子的MAGMOM设置为负，但是它们的绝对值一样。
因此在进行反铁磁的计算时，应该确定好反铁磁的磁胞，以及磁序，要判断哪种磁序和磁胞是最可能的反铁磁状态，那只能是先做好各种可能的排列组合，然后分别计算这些可能组合的情况，最后比较它们的总能，总能最低的就是可能的磁序。
同样也可以与它们同铁磁或顺磁的进行比较。
了解到该材料究竟是铁磁的、还是顺磁或反铁磁的。
亚铁磁，也意味要进行spin-polarized的计算，ISPIN=2，与反铁磁的计算类似，不同的是原子正负磁矩的绝对值不是样大。
非共线的磁性，那需采用专门的non-collinear的来进行计算，除了要设置ISPIN，MAGMOM的设置还需要指定每个原子在x,y,z方向上的大小。
这种情况会复杂一些。
举个例子来说，对于Mn-Cu(001)c(2x2)这种体系，原胞里面有2个Mn原子，那么你直接让两个Mn原子的MAGMOM的绝对值一样，符号相反就可以了，再加上ISPIN=2。
铁磁、反铁磁、顺磁、抗磁
铁磁性铁磁性Ferromagnetism过渡族金属（如铁）及它们的合金和化合物所具有的磁性叫做铁磁性，这个名称的由来是因为铁是具有铁磁性物质中最常见也是最典型的。
钐(Samarium)，钕(neod ymium)与钴的合金常被用来制造强磁铁。
铁磁理论的奠基者，法国物理学家P.-E.外斯于1907年提出了铁磁现象的唯象理论。
他假定铁磁体内部存在强大的“分子场”，即使无外磁场，也能使内部自发地磁化；自发磁化的小区域称为磁畴，每个磁畴的磁化均达到磁饱和。
实验表明，磁畴磁矩起因于电子的自旋磁矩。
1928年W.K.海森伯首先用量子力学方法计算了铁磁体的自发磁化强度，给予外斯的“分子场”以量子力学解释。
1930年F.布洛赫提出了自旋波理论。
海森伯和布洛赫的铁磁理论认为铁磁性来源于不配对的电子自旋的直接交换作用。
铁磁性材料存在长程序，即磁畴内每个原子的未配对电子自旋倾向于平行排列。
因此，在磁畴内磁性是非常强的，但材料整体可能并不体现出强磁性，因为不同磁畴的磁性取向可能是随机排列的。
如果我们外加一个微小磁场，比如螺线管的磁场会使本来随机排列的磁畴取向一致，这时我们说材料被磁化[1]。
材料被磁化后，将得到很强的磁场，这就是电磁铁的物理原理。
当外加磁场去掉后，材料仍会剩余一些磁场，或者说材料"记忆"了它们被磁化的历史。
这种现象叫作剩磁，所谓永磁体就是被磁化后，剩磁很大。
当温度很高时，由于无规则热运动的增强，磁性会消失，这个临界温度叫居里温度(Curie temperature)。
如果我们考察铁磁材料在外加磁场下的机械响应，会发现在外加磁场方向，材料的长度会发生微小的改变，这种性质叫作磁致伸缩(magnetostriction)。
产生铁磁性条件：铁磁质的自发磁化：铁磁现象虽然发现很早，然而这些现象的本质原因和规律，还是在本世纪初才开始认识的。
1907年法国科学家外斯系统地提出了铁磁性假说，其主要内容有：铁磁物质内部存在很强的“分子场”，在“分子场”的作用下，原子磁矩趋于同向平行排列，即自发磁化至饱和，称为自发磁化；铁磁体自发磁化分成若干个小区域(这种自发磁化至饱和的小区域称为磁畴)，由于各个区域(磁畴)的磁化方向各不相同，其磁性彼此相互抵消，所以大块铁磁体对外不显示磁性。
纳米尺寸锰氧化物的磁性质和电荷有序性
Magnetic and charge ordering innanosizedmanganites（纳米尺寸锰氧化物的磁性质和电荷有序性）文章中涉及概念及定义电荷有序：不同带电阳离子在氧化物中特定的晶格位置的有序排列称为电荷有序，电荷有序是在混合价态的过渡金属氧化物中普遍存在的一种现象。
自旋交换作用：电子自旋之间存在交换作用，自旋交换作用不仅可以驱使原子的自旋磁矩平行排列，也可以驱使它们反平行排列。
自旋平行排列的情形称为铁磁性。
自旋反平行排列并且相邻磁矩大小相等的情形为反铁磁性，这种情况下物质内磁矩完全抵消；自旋反平行排列并且相邻磁矩大小不相等的情形为亚铁磁性，这种情况下磁矩未完全抵消。
超交换作用：克拉默斯认为反铁磁性物质中的被非磁性离子隔开的磁性离子以非磁性离子为媒介实现的交换作用。
这是反铁磁性物质自发磁化的机理。
交换偏置场：包含铁磁(FM)/反铁磁(AFM)界面的体系在外磁场中从高于反铁磁奈尔温度冷却到低温后,铁磁层的磁滞回线将沿磁场方向偏离原点,同时伴随着矫顽力的增加，其偏离量被称为交换偏置场（记为HE）。
这一现象被称之为交换偏置,有时称体系存在单向各向异性。
Jahn–Taller-type electron–lattice distortion：当占据能级的电子数小于能级的简并度时，体系会自发从高对称的几何组态畸变为低对称的几何组态，同时轨道简并进一步解除，使其在能量上更稳定，在反铁磁性体块晶体中，由于Jahn–Taller效应，随温度降低，晶格发生畸变。
洪特耦合（双交换作用）：以钙钛矿锰氧化物为例，Mn离子处在O2-八面体中，在双交换机制中，有两种类型的3d电子，一种是能量较低局域在Mn周围的t2g电子，另一种是能量较高在Mn-Mn之间跳跃的e g电子。
e g电子在跃迁过程中，自旋方向保持不变，否则会引起能量的增加。
而根据洪特法则（电子壳层半满，电子填充趋于同向，而电子壳层过半，填充进来的电子只能与之前的电子反向的填充规则），Mn局域的t2g电子与这个巡游的e g电子趋于同向排列以达到局域最稳定状态，这样就使得不同的Mn原子的总磁矩趋于同向，系统呈FM状态。
Al、V元素对TiAl—V三元合金铸态组织的研究
Al、V元素对TiAl—V三元合金铸态组织的研究摘要：本文利用高真空多功能电弧熔炼设备制备出Ti-Al-V三元合金钮扣锭，并对其进行了金相、扫描电镜组织分析和研究。
结果发现，在该熔炼条件下Ti-Al-V三元合金的宏观凝固组织为典型的柱状晶组织，其显微组织为典型的树枝晶。
对于不同V含量的Ti-Al-V三元合金而言，V含量的加入并不能明显影响TiAl基合金的凝固路径。
随着Al含量的增加，Ti-Al-V三元合金的凝固初生相由β相向α相演变。
而且，随着V含量的增加，Ti-Al-V三元合金的硬度值会逐渐升高。
但是当Al含量较高时，其硬度值增加的幅度减小。
关键词：TiAl-5Nb合金;Al含量;铸态组织;硬度;组织演化中图法分类号：TG 146.4 文献标识码：A 文章编号：1前言TiAl基合金以其较高的比强度、比模量及较好的高温性能等已成为一种急剧潜力的高温结构材料[1-4]。
然而，TiAl基合金还存在着许多亟待解决的问题，如室温塑性、断裂韧性以及800°C以上的高温抗氧化性能等[5-7]。
对此，材料科学工作者进行了大量的研究，其性能改善主要通过采用合金化、不同的热处理工艺等手段[7-9]。
由于合金化方法工艺简单、易于实现，被广大材料工作者用于改善TiAl基合金的综合力学性能。
在众多合金化元素中，V具有较高的熔点、较好的塑性、有延展性、易焊接、传热性好、抗酸碱性腐蚀等，而且980℃时仍有足够的强度。
V元素通过合金化的方法加入多种金属或合金中可显著提高该合金的强度、塑性等，常加入的合金有钛铝基、铜基、镍铜基合金等[10]。
因此，在TiAl基合金添加V元素能明显改善合金的铸造性能。
由于材料的性能对其组织具有密切的关系，因此，本研究为改善TiAl基合金的综合力学性能奠定了一定的实验和理论基础。
2实验材料和方法实验所用TiAl基合金的名义成分（原子分数;下同）为Ti-xAl-yV（x=44～54;y=0.5、1、2）。
洪特法则计算三价铬离子磁矩
洪特法则计算三价铬离子磁矩
洪特法则是计算多电子原子的总磁矩的一个近似方法，它假设各个电子的磁矩相互独立且与其自旋磁矩成比例。
对于三价铬离子，它的电子组态为[Ar] 3d3 4s2，其中有三个未成对的电子。
根据洪特法则，每个未成对电子的磁矩为μ= √(n(n+2)) μB，其中n为电子的自旋量子数，μB为玻尔磁子。
因此，三价铬离子的总磁矩可以通过计算每个未成对电子的磁矩之和得到。
根据电子组态，三价铬离子共有三个未成对电子，因此总磁矩为：
μtotal = √(n1(n1+2) + n2(n2+2) + n3(n3+2)) μB
其中n1, n2, n3分别为三个未成对电子的自旋量子数。
根据洪特法则，自旋量子数的取值范围为n = ±1/2，因此这三个未成对电子的自旋量子数可以取：(+1/2, -1/2, +1/2)、(+1/2, -1/2, -1/2)、(+1/2, +1/2, -1/2)等等。
带入相应的自旋量子数，并计算每个未成对电子的磁矩，然后将它们相加即可得到三价铬离子的总磁矩。
需要注意的是，洪特法则是一个近似方法，它没有考虑电子之间的相互作用和轨道角动量的贡献，因此计算结果可能并不完全精确。
真实的计算需要考虑更复杂的量子力学模型。
磁矩 磁通 -回复
磁矩磁通-回复什么是磁矩和磁通的概念？磁矩（Magnetic Moment）是描述磁体强度大小和方向的物理量。
简单来说，它是磁体所具有的磁性强度与磁体周围磁场强度之间的关系。
磁通（Magnetic Flux）则是描述磁场穿过表面的磁场量度。
它是由磁场的磁感应强度B与被磁场穿过的面积A的乘积所得。
下面，我们将逐步解释磁矩和磁通的相关概念。
1.磁矩：在磁学中，磁矩是由一个物体所具有的磁性强度和磁性方向决定的。
磁矩的方向指向磁附体北极，而磁矩的大小与磁体所产生的磁场的强度有关。
磁矩通常用磁矩矢量表示，即一个具有大小和方向的向量。
磁矩可以是一个原子、一个分子、一个离子、一个晶格或一个物体的整个表面。
一个物体的整体磁矩是由它的组成部分磁矩的矢量和确定的。
2.磁通：磁通是指通过一个闭合曲线的磁力线的总数。
具体来说，它是由磁场的磁感应强度B与被磁场穿过的面积A的乘积所得。
磁通的单位是韦伯（Wb），1Wb等于1T（特斯拉）的磁场穿过1m²的面积。
磁通在物理上用来描述磁场的强度，而磁通密度则用来描述单位面积所包含的磁通量。
3.磁矩与磁通的关系：磁矩和磁通之间存在一定的关系。
对于一个具有磁矩的物体，它所产生的磁场就是由它的磁矩决定的。
这个磁场的强度和方向可以通过测量物体周围的磁通量来确定。
磁矩和磁通的关系可以通过以下公式来表示：磁矩M = 磁通密度B ×磁体的体积V这个公式说明了磁矩和磁通之间的比例关系。
磁矩的大小正比于磁通密度和磁体的体积。
总结：磁矩和磁通是描述磁性物体和磁场强度的重要概念。
磁矩描述了磁性物体的强度和方向，而磁通则描述了磁场穿过表面的磁场强度。
磁矩和磁通之间存在着一定的关系，通过测量磁通量和磁体的体积，可以推导出磁矩的大小。
这些概念在磁学和电磁学中都有重要的应用，可以帮助我们理解和研究磁性现象和磁场的性质。
vasp在计算磁性的实例和讨论
vasp在计算磁性的实例和讨论兄弟，问3个问题1，vap在计算磁性的时候，ozicar中得到的磁矩和outcar中得到各原子磁矩之和不一致，在投稿的是否曾碰到有审稿人质疑，对于这个不一致你们一般是怎么解释的了？2，另外，磁性计算应该比较负责。
你应该还使用别的程序计算过磁性，与vap结果比较是否一致，对磁性计算采用的程序有什么推荐。
p：由于曾使用vap和dmol算过非周期体系磁性，结构对磁性影响非常大，因此使用这两个程序计算的磁性要一致很麻烦。
还不敢确定到底是哪个程序可能不可靠。
3，如果采用vap计算磁性，对采用的方法和设置有什么推荐。
1，OSZICAR中得到的磁矩是OUTCAR中最后一步得到的总磁矩是相等的。
总磁矩和各原子的磁矩(RMT球内的磁矩)之和之差就是间隙区的磁矩。
因为有间隙区存在,不一致是正常的。
2，如果算磁性，全电子的结果更精确，我的一些计算结果显示磁性原子对在最近邻的位置时，PAW与FPLAW给出的能量差不一致，在长程时符合的很好。
虽然并没有改变定性结论。
感觉PAW似乎不能很好地描述较强耦合。
我试图在找出原因，主要使用e某citing和vap做比较。
计算磁性推荐使用FP-LAPW,FP-LMTO,FPLO很吸引人(不过是商业的)，后者是O(N)算法。
3，使用vap计算磁性，注意不同的初始磁矩是否收敛为同一个磁矩。
倒没有特别要注意的地方，个人认为。
归根结底，需要一个优秀的交换关联形式出现VASP计算是否也是像计算DOS和能带一样要进行三步（结构优化，静态自洽计算，非自洽计算），然后看最后一步的出的磁矩呢？一直想计算固体中某个原子的磁矩，根据OUTCAR的结果似乎不能分析，因为它里面总磁矩跟OSZICAR的值有一定的差别，据说是OUTCAR中只考虑WS半径内磁矩造成的。
最近看到一个帖子说是可以用bader电荷分析方法分析原子磁矩。
如法炮制之后发现给出的总磁矩与OSZICAR的结果符合的甚好，可是觉得没有根据，有谁知道这样做的依据吗，欢迎讨论！设置ISPIN=2计算得到的态密度成为自旋态密度。
v元素magmom3磁矩
v元素magmom3磁矩尊敬的用户，您好！欢迎阅读400字文章：“V元素magmom3磁矩”。
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在化学领域，磁矩是一个重要的概念。
它指的是在磁场中，原子、分子等粒子的自旋磁矩所产生的磁场的强度。
而在V元素中，magmom3磁矩更是为化学爱好者提供了宝贵的数据。
首先，让我们来看一下V元素中magmom3磁矩的基本性质。
magmom3磁矩由三个不同的自旋量子数所确定，分别为第二个自旋量子数（m2）、第一个自旋量子数（m1）和自旋方向（m0）。
对于一个给定的V元素分子，可以通过计算它们的电子构型来求得这些参数。
其次，我们需要了解的是，magmom3磁矩在化学反应中的应用。
例如，在分子间作用力、化学键的极性以及分子的空间结构等方面，magmom3磁矩可以提供至关重要的信息。
这些信息对于了解分子的性质以及分子间相互作用具有重要意义。
此外，V元素中magmom3磁矩的研究对于材料科学和光学领域也具有重要的意义。
例如，在磁性材料的研究中，科学家们可以通过调节元素的位置、价态和杂质等因素，调节magmom3磁矩的值，从而实现对材料磁性性能的优化。
在光学领域，magmom3磁矩的研究可以帮助科学家们更好地理解分子光的性质，以及分子间相互作用对光学性能的影响。
总之，V元素中magmom3磁矩的研究对于化学、物理学和材料科学等领域都具有重要的意义。
它为我们提供了了解分子性质以及分子间相互作用的新视角，也为材料科学和光学领域的研究提供了重要的理论支撑。
然而，我们也应看到，V元素中magmom3磁矩的研究仍有很多挑战。
例如，由于magmom3磁矩受到原子核的屏蔽效应和电子云的屏蔽作用的影响，其测量具有一定的难度。
此外，由于V元素分子中，magmom3磁矩可能存在的复杂性，这也使得V元素分子性质的研究更加具有挑战性。
v元素magmom3磁矩
v元素magmom3磁矩V元素是周期表中的一种过渡金属，其原子序数为23。
在化学中，V 元素的磁矩是指其磁性特性，也是其磁场产生的物理量。
磁矩是描述物体磁性强弱和方向的量，它是由物体内部的微观电流所产生的。
V元素的磁矩是3，表示它具有较强的磁性。
磁矩的大小和方向与物体内部的电子排布有关。
在V元素的原子内部，有23个电子，其中11个电子填充在1s、2s和2p轨道上，剩下的10个电子填充在3s、3p和3d轨道上。
V元素的3个未填满的3d电子对磁矩的贡献最大。
根据洪特规则，电子首先填充在不同的轨道上，然后在同一轨道内自旋相反的电子填充。
在V元素的3d轨道上，先填充的是自旋向上的电子，然后填充自旋向下的电子。
因此，V元素的3个未填满的3d轨道上的电子自旋方向相同，产生一个总的磁矩。
根据磁矩的定义，它是由电流所产生的。
在原子中，电子绕原子核运动形成电流，从而产生磁矩。
对于V元素，它的3个未填满的3d 电子绕着原子核运动，形成一个微观电流。
这个微观电流产生了一个磁场，从而形成了磁矩。
V元素的磁矩为3，表示它的磁性较强。
这是因为V元素的3个未填满的3d电子自旋方向相同，产生一个总的磁矩。
这个总的磁矩使得V元素具有较强的磁性。
V元素的磁性对其在物理、化学和材料科学中的应用具有重要意义。
例如，在磁性材料中，V元素可以增强材料的磁性，使其更适用于磁存储、磁传感器等领域。
此外，V元素的磁性还可以用于磁共振成像、磁性流体等方面的研究。
V元素的磁矩为3，表示它具有较强的磁性。
这是由于V元素的3个未填满的3d电子自旋方向相同，产生了一个总的磁矩。
V元素的磁性对于其在物理、化学和材料科学中的应用具有重要意义，为相关领域的研究和应用提供了基础。
因此，研究和了解V元素的磁矩对于推动科学技术的发展具有重要意义。
v元素magmom3磁矩 -回复
v元素magmom3磁矩-回复什么是元素磁矩？元素磁矩是指在一个磁场中，元素所展现的磁性特性。
磁矩是一个向量量值，它描述了物体在磁场中受到的磁性力的大小和方向。
根据电子结构的不同，元素的磁矩也会有所区别。
常见的元素磁矩有两种，即磁性和非磁性。
磁性元素磁矩指的是元素在外加磁场下，会表现出磁性行为；而非磁性元素磁矩则指的是元素在外加磁场下，不会表现出任何磁性行为。
v元素是指周期表中的第五族元素，也就是铌（Nb）和钽（Ta）。
这两个元素的磁矩都是三个自由度，并且都有比较大的磁矩大小。
下面将分别对铌和钽的磁矩进行介绍。
铌（Nb）的磁矩是3。
磁矩为3的意思是，在一个外加磁场中，铌原子的磁性力大小为3，并且方向是一个向下的矢量。
铌是一个磁性元素，这意味着在外加磁场下，铌原子将会受到吸引力，并且与磁场方向相同。
铌的磁性主要来源于其电子排布和自旋磁矩。
铌的电子排布是[Kr]4d^45s^1，这意味着铌原子有41个电子，其中五个是占据4d轨道的未成对电子。
未成对电子是磁矩的主要来源，因为它们的自旋会产生一个磁矩。
铌原子中的五个未成对电子将会排布在4d轨道的不同自旋上，这样就形成了一个总磁矩大小为3的磁矩。
钽（Ta）的磁矩也是3。
同样地，在一个外加磁场中，钽原子的磁性力大小为3，并且方向是一个向下的矢量。
钽也是一个磁性元素，其磁性特性主要来自于其电子排布和自旋磁矩。
钽的电子排布是[Xe]4f^145d^36s^2，这意味着钽原子有73个电子，其中两个是占据5d轨道的未成对电子。
未成对电子会产生磁矩，因为它们的自旋会产生一个磁矩。
在钽原子中，两个未成对电子会占据6s轨道的不同自旋上，形成一个总磁矩大小为3的磁矩。
总的来说，铌和钽的磁矩都是3，这意味着它们在一个外加磁场下会表现出相似的磁性行为。
这些磁性行为可以在实验室中被观察到，例如，将铌和钽放在一个强磁场中，它们会被吸引到磁场的方向，并且在移除磁场后，它们将保持一定的残余磁性。
VASP磁性计算总结篇
VASP磁性计算总结篇以下是从vasp在线说明书整理出来的非线性磁矩和自旋轨道耦合的计算说明。
非线性磁矩计算：1）计算非磁性基态产生wavecar和chgcar文件。
2）然后incar中加上ispin=2icharg=1或11！读取wavecar和chgcar文件lnoncollinear=.true.妈妈=注意：①对于非线性磁矩计算，要在x,y和z方向分别加上磁矩，如magmom=100010！表示第一个原子在x方向，第二个原子的y方向有磁矩② 在任何时候，指定magmom值的前提是icharg=2（不含wavecar和chgcar文件）或icharg=1或11（含wavecar和chgcar文件），但上一步的计算是非磁性的（ispin=1）。
磁各向异性能（自旋轨道耦合）计算：注意：lsorbit=true。
将自动打开lnoncollinear=true。
选项，自旋轨道计算只适用于paw赝势，不适用于超软赝势。
自旋轨道耦合效应就意味着能量对磁矩的方向存在依赖，即存在磁各向异性能（mae），所以要定义初始磁矩的方向。
如下：lsorbit=。
符合事实的saxis=s_xs_ys_z(quantisationaxisforspin)默认值：Saxis=（0+，0,1），即X方向存在正的无穷小磁矩，Z方向存在正的磁矩。
要使初始的磁矩方向平行于选定方向，有以下两种方法：magmom=xyz!localmagneticmomentinx,y,zsaxis=001!quantisationaxisparalleltozormagmom=00总磁力矩！局部磁矩平行轴（注意每个原子是单独指定的）saxis=xyz!quantisationaxisparalleltovector(x,y,z)，如001两种方法原则上应该是等价的，但是实际上第二种方法更精确。
第二种方法允许读取已存在的wavecar（来自线性或者非磁性计算）文件，并且继续另一个自旋方向的计算（改变saxis值而magmom 保持不变）。
巨磁电阻效应及应用实验报告
巨磁电阻效应及其应用2007年诺贝尔物理学奖授予了巨磁电阻( Giant magneto resistance,简称GMR)效应的发现者：法国物理学家阿尔贝·费尔(Albert Fert)和德国物理学家彼得·格伦贝格尔( Peter Grunberg )。
诺贝尔奖委员会说明：“这是一次好奇心导致的发现，但其随后的应用却是革命性的，因为它使计算机硬盘的容量从几百、几千兆，一跃而提高几百倍，达到几百G乃至上千G。
”凝聚态物理研究原子，分子在构成物质时的微观结构，它们之间的相互作用力，及其与宏观物理性质之间的联系。
人们早就知道过渡金属铁、钴、镍能够出现铁磁性有序状态。
量子力学出现后，德国科学家海森伯(W. Heisenberg，1932年诺贝尔奖得主)明确提出铁磁性有序状态源于铁磁性原子磁矩之间的量子力学交换作用，这个交换作用是短程的，称为直接交换作用。
图 1 反铁磁有序后来发现很多的过渡金属和稀土金属的化合物具有反铁磁有序状态，即在有序排列的磁材料中，相邻原子因受负的交换作用，自旋为反平行排列，如错误!未找到引用源。
所示。
则磁矩虽处于有序状态，但总的净磁矩在不受外场作用时仍为零。
这种磁有序状态称为反铁磁性。
法国科学家奈尔(L.E. F. Neel)因为系统地研究反铁磁性而获1970年诺贝尔奖。
在解释反铁磁性时认为，化合物中的氧离子(或其他非金属离子)作为中介，将最近的磁性原子的磁矩耦合起来，这是间接交换作用。
另外，在稀土金属中也出现了磁有序，其中原子的固有磁矩来自4f电子壳层。
相邻稀土原子的距离远大于4f电子壳层直径，所以稀土金属中的传导电子担当了中介，将相邻的稀土原子磁矩耦合起来，这就是RKKY型间接交换作用。
直接交换作用的特征长度为0.1～0.3nm，间接交换作用可以长达1nm以上。
1nm已经是实验室中人工微结构材料可以实现的尺度。
1970年美国IBM实验室的江崎和朱兆祥提出了超晶格的概念，所谓的超晶格就是指由两种（或两种以上）组分（或导电类型）不同、厚度d极小的薄层材料交替生长在一起而得到的一种多周期结构材料。
三价钒的半径
三价钒的半径钒（V）是一种过渡金属元素，具有多种氧化态。
其中，三价钒是钒的较为常见的氧化态之一。
本文将从三价钒的半径角度来探讨其性质和应用。
在化学中，原子半径是指原子核到外层电子轨道最外层电子的平均距离。
三价钒的半径可以通过实验测量得到。
根据实验数据，我们可以得知三价钒的半径约为131皮米（1皮米=1×10^-12米）。
这个数值可以用来描述三价钒原子的大小。
三价钒的半径大小与其化学性质有着密切的关系。
首先，由于三价钒的较小半径，其原子核对外层电子的吸引力较强，使得三价钒具有较高的电负性。
这使得三价钒在化学反应中倾向于接受电子，形成正离子。
此外，三价钒的较小半径也使得其离子化能较高，难以失去外层电子。
因此，三价钒通常以正离子的形式存在。
三价钒的半径大小还与其在化合物中的配位数有关。
配位数是指与一个中心原子或离子相邻的配位体的个数。
在不同的配位数下，三价钒的半径会有所变化。
一般来说，三价钒的半径在八配位和六配位下较为稳定。
当三价钒形成八配位的配合物时，其半径较小；而形成六配位的配合物时，其半径较大。
这是因为在八配位情况下，三价钒原子受到较多配位体的约束，半径较小；而在六配位情况下，三价钒原子受到较少配位体的约束，半径较大。
三价钒的半径大小也影响着其在材料科学领域的应用。
由于三价钒具有较小的半径和较高的电负性，它可以用作材料的添加剂，改变材料的性能。
例如，将三价钒添加到钢中可以增加钢的硬度和耐磨性，提高其抗腐蚀能力。
此外，三价钒还可以用于制备电池材料、催化剂和光电材料等领域。
三价钒的半径是描述其大小的重要参数，其大小与其化学性质和应用有着密切的关系。
随着对三价钒的研究深入，我们可以进一步了解其在化学和材料科学中的应用，并探索更多有关三价钒的性质。
低维体系d0铁磁性的第一性原理计算研究开题报告
低维体系d0铁磁性的第一性原理计算研究开题报告一、研究背景与意义在微电子学、磁性材料以及量子计算等领域，低维体系（如纳米材料）的重要性越来越受到关注。
尤其是d0材料，这些材料的价带中没有未配对电子，而且由于缺少代表着传统磁性的d或f轨道电子，因此没有类似于d轨道元素如铁、钴或镍的磁性。
因此，d0材料一直被认为是非磁性材料，直到1986年，Kenezon等人发现，TiN和VN具有超顺磁性，在随后的研究中也发现了其他d0材料具有类似的磁性。
随着高精度计算技术的发展，d0材料的磁性引起了人们的极大兴趣。
由于低维体系的尺寸效应和表面、界面效应的影响，d0材料在纳米尺度下的磁性性质与体相材料存在很大差异，因此需要通过第一性原理计算来研究其磁性质。
二、研究内容本研究将采用第一性原理计算方法，探究低维体系d0材料的磁性质。
具体研究内容如下：1. 确定研究对象：选择现有研究中已知具有超顺磁性的d0材料进行研究，如TiN、VN等；2. 建立模型：利用第一性原理计算软件（如VASP、Quantum ESPRESSO等）建立材料的结构模型，并对模型进行优化和稳定性分析；3. 电子结构计算：采用密度泛函理论（DFT）计算材料的能带结构、密度分布和态密度等电子结构信息，并将其与实验结果进行比较；4. 磁性计算：采用自洽计算方法研究材料的磁性质，包括磁矩、居里温度、自旋波等；5. 影响因素探究：研究低维体系对d0材料磁性质的影响因素，包括尺寸效应、表面、界面影响等；果进行比较。
三、研究方法本研究将采用第一性原理计算方法，主要包括以下步骤：1. 模型建立：采用第一性原理计算软件建立材料的结构模型，并对模型进行优化和稳定性分析；2. 电子结构计算：采用DFT计算材料的能带结构、密度分布和态密度等电子结构信息，并将其与实验结果进行比较；3. 磁性计算：采用自洽计算方法研究材料的磁性质，包括磁矩、居里温度、自旋波等；4. 影响因素探究：研究低维体系对d0材料磁性质的影响因素，包括尺寸效应、表面、界面影响等；5. 结果分析：分析计算结果，探究d0材料的磁性机制，并与实验结果进行比较。
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v元素magmom3磁矩
v元素的magmom（磁矩）是指其自旋磁矩大小的量度。
而v元素实际上是指的钒（Vanadium），它是第5周期第4族的一种过渡金属元素，具有原子序数23和原子量50.9415。
钒是一种常见的金属，广泛用于合金制备和电池材料等领域。
钒的磁矩是指其原子内外电子运动所带来的磁感应强度。
在固体中，钒原子之间的相互作用使得电子的运动受到限制，从而导致磁矩的出现。
通过实验和理论计算可以得知，钒在不同物理状态下的磁矩可有不同的取向和数值。
通常情况下，钒的磁矩大致为3μB，其中μB是玻尔磁子，约等于9.274009994 ×10^-24 J/T。
这意味着钒的磁矩约为2.79 ×10^-23 J/T。
这个数值表明钒原子的自旋磁矩较大，其中每个原子的自旋角动量大小约为3/2。
钒的磁矩大小和取向与其电子的排布以及电子间的相互作用有关。
在钒原子内部，其电子结构是1s²2s²2p⁶3s²3p⁶3d³4s²，其中4s壳层的电子相对稳定。
由于3d层和4s层都存在未满的电子，因此它们之间会产生较强的电子间相互作用。
这种相互作用导致了钒的电子云在磁场中呈现出较强的取向，从而形成了稳定的磁矩。
值得注意的是，钒的磁矩大小与其所处的晶格结构和温度等因素也有关。
在不同的晶格结构中，钒原子的磁矩可能会有微小的变化。
此外，温度的变化也会对钒
的磁矩产生影响。
在高温下，磁矩会逐渐减小，直至完全消失。
这是因为高温下原子的热运动会干扰到原子内部电子的运动，从而减弱了磁矩的生成。
总结起来，钒元素的磁矩大小大致为3μB，其中μB是玻尔磁子。
钒的磁矩与其电子的排布和电子间相互作用有关。
但需要注意的是，钒的磁矩大小和取向也可能会受到晶格结构和温度的影响。
对于钒这样的过渡金属元素，其磁矩的研究对于理解其物理性质和应用价值具有重要意义。