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user: 3. 实验结果与讨论 3.1. Co 2 MnSn薄膜的制备与表征 图3(a)给出不同沉积温度的Co 2 MnSn薄膜的XRD衍射谱图，各谱线中2θ = 44˚附近的主峰为MgO衬底的衍射峰。从图中可以看出，沉积温度为室温的样品(黑色曲线)，其衍射图谱中只观察到MgO衬底的衍射峰，而其余三个样品，除了MgO的衍射峰，还出现了两个新的衍射峰，位置分别出现在2θ = 30˚和2θ = 62.5˚附近，对应Co 2 MnSn薄膜的(200)衍射峰和(400)衍射峰，这与文献中报道的相吻合 [ 25 ]，表明从沉积温度300℃开始，Co 2 MnSn薄膜具有了B2结构。图中可以看出，随着沉积温度的升高，Co 2 MnSn薄膜的(200)和(400)衍射峰均向高角度方向偏移，表明随着沉积温度的增加，Co 2 MnSn薄膜的晶格常数逐渐变小(如图3(a)的插图所示)。这可能是由于随着沉积温度的增加，薄膜制备过程中的内应力状态发生变化，当样品降温到室温后，Co 2 MnSn薄膜出现压缩应变，从而导致Co 2 MnSn薄膜的晶格常数从300℃的0.598 nm降低到500℃的0.586 nm。 图3. (a) 沉积温度不同的Co 2 MnSn薄膜的XRD衍射谱图，插图显示了Co 2 MnSn薄膜晶格参数与温度的函数。(b) 温度相关的Co 2 MnSn薄膜的电阻率。(c) 在室温下测量的Co 2 MnSn薄膜的面内磁滞回线 图3(b)给出温度相关的Co 2 MnSn薄膜的电阻率。可以看到，室温沉积的Co 2 MnSn薄膜的电阻率随测试温度的升高而逐渐降低，表现出半导体特性。但300℃和500℃沉积的Co 2 MnSn薄膜的电阻率则随测试温度的升高而升高，表现出典型的金属特性。图3(c)为室温下测量的Co 2 MnSn薄膜的面内磁滞回线。研究表明，Co 2 MnSn薄膜的饱和磁化强度随着沉积温度的升高而增强，矫顽场随温度的升高而减小，500℃沉积的Co 2 MnSn薄膜具有最大的饱和磁化强度，室温下约为670 emu/cm 3 。可见通过调节Co 2 MnSn薄膜的制备温度，可以使Co 2 MnSn薄膜的磁性能得到提升。表明通过调节沉积温度可以调控Co 2 MnSn薄膜的金属性和磁性。 3.2. Co 2 MnSn薄膜的反常能斯特效应 如前所述，对于大多数铁磁材料，其反常能斯特系数与铁磁材料本身的磁化强度密切相关，为了深入研究这种相关性，本文以不同饱和磁化强度的B2结构的Co 2 MnSn薄膜为对象，重点研究了其自旋热输运性质。所选用的Co 2 MnSn薄膜样品沉积厚度为50 nm，沉积温度分别为300℃和500℃，对应的饱和磁化强度分别为329 emu/cm 3 和670 emu/cm 3 。 图4(a)给出不同溅射功率制备的Co 2 MnSn薄膜(300℃沉积)的热电压随磁场的变化曲线，可以看出，随着外磁场(H)的变化测量得到的热电压表现出了明显的磁滞行为。根据方程(1)，反常能斯特效应的电信号与样品的饱和磁化强度密切相关，图4(a)所示的热电压所表现的与磁滞类似的滞回行为正是反常能斯特效应所要求的，表明测量的热电压，确实是反常能斯特效应引起的热电信号。根据反常能斯特效应相关理论，其反常能斯特系数( α )可定义为： α = ( V A N E / L Y ) / ( Δ T / L Z ) (3) 式中ΔT、L Z 和L Y 分别表示温差、薄膜沿着Z方向的长度和薄膜沿着Y方向的两个电接触点的距离。 在考虑稳态极限的情况下，傅里叶导热定律可以描述为： ∅ = K S Δ T / L Z (4) 式中 ∅ ，K和S分别表示热流量，导热系数和薄膜的传热面积。因此方程(4)可以转换为： Δ T = ∅ L Z / K S (5) 将方程(5)代入方程(3)中可以得到： α = ( V A N E / L Y ) / ( ∅ / K S ) (6) 这里热流量 ∅ 是通过电阻加热器的焦耳热产生的，加热器的功率为P。当单位时间内电能都转化为内能时，有 P = ∅ 。 因此方程(6)可以被转化为： α = V A N E K S / L Y P (7) 由方程(7)可以发现反常能斯特信号 V A N E 与施加的功率P是线性相关的，图4(b)所展示的室温下Co 2 MnSn薄膜(300℃沉积)的 V A N E 随功率的变化曲线，表现出较好的线性特征，与方程(7)相吻合。 图4. (a) 功率相关的Co 2 MnSn薄膜(300℃沉积)的反常能斯特效应的热电压随磁场的变化。(b) 室温下Co 2 MnSn薄膜(300℃沉积)的V ANE 随功率的变化。(c) 室温下，Co 2 MnSn薄膜的反常能斯特系数与磁场的函数。(d) 室温下，各Co 2 MnSn薄膜的反常能斯特系数与铁磁金属Fe，Co，Ni的反常能斯特系数的对比 为研究薄膜沉积温度对反常能斯特效应的影响，本文分别对300℃和500℃沉积的Co 2 MnSn薄膜(50 nm)的 V A N E 进行了对比研究。为了更直观的体现两者的差别，我们利用方程(7)和魏德曼–弗兰兹定律对测量结果进行处理。其中魏德曼–弗兰兹定律可以描述为： K ρ = L T (8) 式中K， ρ ，L和T分别表示导热系数，电阻率，洛伦兹常数以及温度。 利用图3(b)所示的Co 2 MnSn薄膜的电阻率数据，结合方程(7)和方程(8)，即可将图4(a)所示的热电压对磁场变化曲线换算成反常能斯特系数对磁场的变化曲线，相关计算结果如图4(c)所示。可以看出饱和磁化强度大的Co 2 MnSn样品，其反常能斯特系数也更大。这表明与大多数铁磁体相同，Co 2 MnSn薄膜的反常能斯特系数与薄膜自身的磁化强度密切相关。室温下500℃沉积的Co 2 MnSn薄膜(50 nm)的反常能斯特系数为0.7 μV/K，这一结果比50 nm的Fe (约0.03 μV/K)，Co (约0.015 μV/K)和Ni (约0.015 μV/K)等传统金属的反常能斯特系数大20倍以上 [ 9 ]，如图4(d)。 3.3. Co 2 MnSn薄膜的自旋塞贝克效应 由方程(1)和(2)可知，在铁磁金属中，用于探测纵向自旋塞贝克效应的逆自旋霍尔电压与纵向反常能斯特效应的电压具有相同方向，导致纵向自旋塞贝克效应的信号受到反常能斯特信号的干扰，难以分离。探测的逆自旋霍尔电信号中包含有纵向自旋塞贝克效应与反常能斯特效应的共同贡献， 由于这些电压信号是在不同有效电阻上获得的，为了直观的比较各电压，我们对这些电压进行了归一化处理： V T / R T = V F M / R F M + V S S E / R N M (9) 式中 V T ， V F M ， V S S E ， R T ， R F M 和 R N M 分别表示总的热电压、反常能斯特电压、自旋塞贝克电压，样品总电阻，铁磁层电阻和普通金属电阻。其中 V T / R T ， V F M / R F M 和 V S S E / R N M 分别表示归一化总热电信号，单纯铁磁层的热电信号，纵向自旋塞贝克效应引起的热电信号。 图5. (a) 归一化后1号样品总热电信号和单纯铁磁层的热电信号随磁场的变化。(b) 归一化后2号样品的总热电信号与反常能斯特效应的电信号随磁场的变化 采用如图2(a)所示的样品结构，我们制备了不同参数的两个样品，其中Co 2 MnSn (500℃沉积，50nm)/Pt(4nm)/Au(5nm)的样品记为1号样品，Co 2 MnSn (300℃沉积，50nm)/Pt(4nm)/Au(5nm)的样品记为2号样品。在室温下，归一化后样品的总热电信号与单纯铁磁层的热电信号随磁场的变化如图5所示，(a)和(b)分别对应500℃和300℃沉积的Co 2 MnSn薄膜。实验发现对于所用样品，获得的总热电信号均大于单纯铁磁层的热电信号，且随着磁场的变化均表现出了明显的磁滞行为。结合方程(2)关于逆自旋霍尔电信号的定义可知，总热电信号中包含有纵向自旋塞贝克效应诱发的热电信号的贡献其可描述为： V S S E = [ ( V T / R T ) − ( V F M / R F M ) ] R N M (10) 经计算得1号样品的自旋塞贝克电压为14.95 μV，2号样品的自旋塞贝克电压为4.02 μV。其自旋塞贝克系数定义为： β = V S S E / L Y Δ T / L Z (11) 由方程(4)以及方程(6)，方程(11)可以改写为： β = V S S E K S / L Y P (12) 根据表达式(12)，采用实验测量得到的自旋塞贝克电压，计算得到1号样品的自旋塞贝克系数为0.259 μV/K，2号样品为0.156 μV/K，二者具有相同的数量级，表明Co 2 MnSn薄膜的制备温度对其自旋塞贝克效应有着较明显的影响。