Развитие современной наноэлектроники и спинтроники требует поиска и создания новых магнитных материалов, в частности, обладающих высокой спиновой поляризацией носителей заряда. К таким материалам могут относиться полуметаллические ферромагнетики (ПМФ) [1–3], так как у них имеется разный вид электронного спектра для подсистем электронов со спином «вниз» и спином «вверх», т.е. наблюдается наличие щели и ее отсутствие на уровне Ферми соответственно. Выявить эту особенность можно с помощью ab initio зонных расчетов или при измерении оптических свойств данных материалов (например, [4–6]). Логично предположить, что эти «щелевые» особенности будут влиять и на другие свойства, прежде всего на электронный транспорт и магнитные характеристики. Так роль этих особенностей электронного спектра была подробно изучена в работах [7–9], где исследовали электрические и магнитные свойства сплавов Гейслера системы Co2MeAl. Для устройств спинтроники необходимы материалы, в которых можно реализовать спин-зависимый или даже спиновый ток, т.е. такое вещество должно иметь большие величины коэффициента спиновой поляризации носителей тока и намагниченности вблизи комнатной температуры, а также высокие значения температуры Кюри. Одним из таких материалов является сплав Co2FeSi. Его температура Кюри TC составляет около 1100 К [10, 11], а спонтанная намагниченность при комнатной температуре около 3 μВ/Fe [6]. Новая информация об электронном транспорте и магнитных свойствах этого соединения до сих пор представляет большой интерес. Поэтому в данной работе были исследованы электрические, магнитные и гальваномагнитные свойства сплава Co2FeSi с целью получения новой информации об его электронных и магнитных характеристиках. Экспериментально были измерены температурные зависимости электросопротивления, намагниченности и полевые зависимости магнитосопротивления и сопротивления Холла в диапазоне температур от 4,2 до 1100 K и в магнитных полях до 7 Т.
Сплав Co2FeSi был выплавлен методом дуговой плавки в инертной аргоновой атмосфере, как это описано в [7–9]. Отжиг проводили при Т = 1100 K в течение суток с охлаждением до Т = 297 K при средней скорости охлаждения около 100 град/час.
Элементный анализ, т.е. атомное содержание компонентов сплава, определяли с помощью сканирующего электронного микроскопа FEI Company Quanta 200, имеющего оснастку в виде рентгеновского микроанализатора EDAX. Анализ показал, что сплав Co2FeSi имеет состав близкий к стехиометрическому, а отклонения от стехиометрии состава совсем незначительные. В результате рентгеноструктурного анализа установлено, что соединение упорядочено в структуре L21. Аттестация структуры выполнена в центре коллективного пользования ИФМ УрО РАН и НОЦ «Нанотех» УрФУ.
Для измерения удельного электро- и магнитосопротивления, соответственно ρ0 и ρxx, а также сопротивления Холла ρH использовали общепринятый 4-контактный метод на постоянном токе. Исследованные образцы имели форму пластин с размерами около 0,5×1,5×5 мм3. Электрический ток был направлен вдоль наибольшей грани образца, а магнитное поле строго перпендикулярно плоскости пластин. В аналогичной геометрии эксперимента и на том же самом образце проведены измерения полевых зависимостей намагниченности М(B). Измерения электро- и магнитосопротивления, а также намагниченности проведены на сверхпроводящем соленоиде (Oxford) и магнитометре SQUID MPMS XL7 (Quantum Design). Методика проведения эксперимента также описана в [7–9].
Электросопротивление
Температурная зависимость электросопротивления Co2FeSi приведена на рис. 1. Значение температуры Кюри TC, определенное из данной зависимости, составляет 1030 К, что близко к значению, полученному авторами в [6, 10] TC ~ 1100 K. Из рисунка видно, что при увеличении температуры электросопротивление плавно возрастает, а при ТС наблюдается излом, характерный для фазового перехода второго рода.
Рис. 1. Температурная зависимость электросопротивления сплава Гейслера Co2FeSi. Стрелкой обозначена температура Кюри ТС
Видно (рис. 1), что для сплава Co2FeSi характерно малое остаточное сопротивление и сильная, близкая к квадратичной, температурная зависимость ρ(T).
Из формул (1) и (2) известно, что проводимость (сопротивление) определяется числом носителей заряда, эффективной массой и длиной свободного пробега. Согласно [12] проводимость (сопротивление) ПМФ определяется двумя каналами проводимости: для носителей заряда с направлением спина «вниз» и для носителей заряда с направлением спина «вверх». Они дают разные вклады в вид температурной зависимости электросопротивления ρ(T). При увеличении температуры первый канал проводимости с носителями заряда со спином «вниз» (для которых характерно наличие щели на уровне Ферми) приводит к уменьшению электросопротивления из-за роста концентрации носителей заряда 
; второй канал проводимости приводит к росту электросопротивления из-за уменьшения длины свободного пробега. Концентрация носителей заряда со спином «вверх» 
при этом практически не изменяется.
, (1)
где σ – проводимость, ρ – электросопротивление, n – число носителей заряда, e – заряд электрона, m* – эффективная масса носителей тока, τ – время релаксации.
τ = 1/l, (2)
где l – длина свободного пробега.
Ответ на вопрос об определяющем вкладе в проводимость от одного из этих каналов можно получить из данных по температурным зависимостям коэффициента нормального эффекта Холла и определенных из этих данных зависимостях концентрации носителей заряда n(T).
В работе [11] приведена температурная зависимость коэффициента нормального эффекта Холла R0(T) для монокристалла Co2FeSi, из которой видно, что R0(T), а следственно, и концентрация носителей заряда n, практически не изменяется с температурой от 4,2 K до комнатной температуры. Это позволяет заключить, что в случае Co2FeSi определяющим является второй канал проводимости со спином вверх.
Магнитные свойства
Результат измерения кривых намагничивания при Т = 4,2 K и B ≤ 7 T в сплаве Гейслера Co2FeSi приведен на рис. 2. Видно, что в полях свыше 1 Т зависимость намагниченности от поля М(B) выходит на насыщение. Это означает, что в этой области магнитных полей сплав Co2FeSi переходит в однодоменное состояние.
Рис. 2. Кривая намагничивания сплава Гейслера Co2FeSi при Т = 4,2 K
Из полученных экспериментальных данных была определена величина спонтанного магнитного момента 
,
что согласуется с теоретическим значением, полученным в результате расчетов электронной зонной структуры сплавов в [6]: 
Эффект Холла
Результат измерений полевой зависимости сопротивления Холла ρH(B), полученный для сплава Co2FeSi при температуре Т = 4,2 K и B ≤ 7 T, приведен на рис. 3. Видно, что так же, как и на зависимости кривой намагничивания имеется два интервала магнитных полей: до 1 T и выше 1,5 T, где ρH линейно возрастает с магнитным полем.
Рис. 3. Полевая зависимость сопротивления Холла при Т = 4,2 К
Для сплава Co2FeSi были определены величины коэффициентов нормального R0 и аномального RS эффектов Холла, используя измеренные зависимости ρH(B) и М(B) в области парапроцесса, а также известную формулу
(3)
Первое слагаемое в уравнении (3) – это коэффициент нормального Холла. Нормальный эффект Холла возникает из-за силы Лоренца, искривляющей траектории движения электронов проводимости в поле магнитной индукции В. В однозонной модели коэффициент нормального Холла не зависит от механизмов рассеяния носителей заряда. Второе слагаемое в уравнении (3) связано с аномальным эффектом Холла, который обычно возникает в результате спин-орбитального взаимодействия [13, 14].
Рис. 4. Зависимость ρH/B от М/B
Из рис. 4 видно, что в магнитных полях свыше 1,5 T, для ρH(B) и М(B) справедливо соотношение (3). Отличие значений коэффициентов нормального (R0 = 6∙10-5 cm3/C) и аномального (RS = 7∙10-3 cm3/C) эффектов Холла на два порядка характерно для ферромагнетиков.
Используя значения коэффициента нормального Холла, можно оценить основной тип носителей заряда, их концентрацию и подвижность. Для Co2FeSi преобладающим типом носителей заряда при Т = 4,2 К оказались дырки с концентрацией n ≈ 9∙1022 cm-3 и подвижностью μ ≈ 7 cm2/(V∙c), что является типичным для металлов. Необходимо отметить, что исследуемый в данной работе сплав является поликристаллом, поэтому полученные оценки концентрации носителей заряда и подвижности носят качественный характер. При этом полученные значения хорошо согласуются с данными, полученными на монокристалле [11].
Магнитосопротивление
На рис. 5 приведены полевые зависимости поперечного магнитосопротивления 
, где ρxx – удельное магнитосопротивление в магнитном поле B, ρ0 – удельное магнитосопротивление в поле B = 0 T. Видно, что магнитосопротивление ∆ρ/ρ0 не превышает десятых процента, а его величина ∆ρ/ρ0 > 0. В магнитных полях B ≥ 1,5 T, т.е. выше технического насыщения, наблюдается слабая зависимость ∆ρ/ρ0(B). Такую зависимость можно представить в виде известного для ферромагнетиков выражения [13]:
(4)
где а, а0, а1 и а2 – постоянные.
Рис. 5. Полевая зависимость магнитосопротивления ∆ρ/ρ0(B). Сплошная линия – результат обработки экспериментальных данных
согласно выражению (4)
Как видно из рис. 5, определяющую роль в полевой зависимости магнитосопротивления ∆ρ/ρ0(B) играет линейный по магнитному полю член (4). Этот линейный по полю вклад в магнитосопротивление можно объяснить известным «законом Капицы» – линейным магнитосопротивлением, возникающим в поликристаллических металлах, поверхность Ферми которых содержит открытые листы [15]. Квадратичный по магнитному полю вклад в поперечное магнитосопротивление ∆ρ/ρ0(B) не существенен по величине.
Заключение
В результате исследований электрических и магнитных свойств полуметаллического ферромагнитного сплава Гейслера Co2FeSi установлено, что при Т < ТС основной вклад в температурные зависимости его электросопротивления вносят процессы рассеяния носителей заряда со спином «вверх».
Намагниченность сплава Co2FeSi переходит в насыщение в полях выше 1,5 T. При этом достаточно большая величина спонтанного магнитного момента μS, полученная из экспериментальных данных М(B), близка к расчетному значению магнитного момента μteor .
Показано, что коэффициент нормального эффекта Холла R0 на два порядка меньше коэффициента аномального эффекта Холла RS. Полученные значения концентрации и подвижности носителей заряда оказались типичными для металлов.
Магнитосопротивление сплава Гейслера Co2FeSi не превышает десятых процента. Основную роль в формировании магнитосопротивления ∆ρ/ρ0(B) в области парапроцесса могут играть как процессы упорядочения магнитных неоднородностей во внешнем магнитном поле, так и особенности поверхности Ферми сплава Co2FeSi, приводящие в поликристаллическом образце к линейному магнитосопротивлению, т.е. «закону Капицы».
Данная работа выполнена в рамках государственного задания ФАНО России (тема «Спин», № АААА-А18-118020290104-2) при частичной поддержке РФФИ (проекты № 18-32-00686 и № 18-02-00739), программы фундаментальных научных исследований УрО РАН (проект № 18-10-2-37) и гранта № 14.Z50.31.0025 Министерства образования и науки РФ.