Afstemmen van spinafhankelijk transport in γ-grafyne nanoribben met rek: Een DFT-studie van goud-elektrode juncties

Modellen en Methode

In Fig. 1 zijn drie verschillende moleculaire juncties getoond als M1, M2 en M3, respectievelijk. De juncties kunnen in drie delen worden verdeeld: linker elektrode, spreidingsregio en rechter elektrode. Hier gebruiken we goud (Au) nanodraad als elektrodemateriaal vanwege de goede buigbaarheid en elektrische geleiding. De Au elektrode is gescheurd op het (111) oppervlak. En de spreidingsregio bestaat uit verschillende herhaalde ZγGYN eenheden. De Au atomen van de leads en koolstof (C) atomen in het centrale deel zijn verbonden door zwavel atomen. Voor het experiment op de grafeen junctie is aangetoond dat grafeen nanoribben kunnen worden gesneden in veel structuren als moleculaire apparaten in experimenten door energierijke elektronenbestraaling binnen een transmissie elektronenmicroscoop (TEM) te gebruiken. Vergelijkbaar met grafeen, kunnen moleculaire apparaten gebaseerd op ZγGYN misschien ook op deze manier worden verbonden. De M1 wordt niet met rek geïntroduceerd, en de spreidingsregio is plat zoals getoond in Fig. 1a. De M2 lijkt gebogen in de x as met een U-gebogen structuur wat het niet meer plat maakt in Fig. 1b, wat het resultaat is van transversale rek. Voor het M3 systeem, wiens structuur het meest complex is, bezit een S-gebogen structuur. De oorspronkelijke lengte van ZγGYN in de spreidingsregio van M3 is twee keer zo groot als die van M1. Dus kan de ZγGYN met het rekeffect in de tegenovergestelde richting van + x en − x as gebogen worden, wat het presenteert als een S-gebogen structuur in Fig. 1c. De zijaanzichten van M1-M3 in Fig. 1e, f corresponderen met de hoofdaanzichten voor de spreidingsdelen in Fig. 1a-c. De gedetailleerde juncties kunnen worden gezien in de volgende afbeeldingen.

We optimaliseren eerst de ontworpen eenheidscellen en moleculaire structuren door de dichtheidsfunctionaaltheorie berekening te implementeren in het Atomistix ToolKit pakket. Volgens de optimalisatieresultaten is de roosterconstante van de eenheidscel ongeveer 12,297 Å in Fig. 1a, en de lengte van de spreidingsregio voor M1-M3 is ongeveer 36,891 Å, 35,473 Å en 70,559 Å in Fig. 1a-c. De bindinglengte tussen goud en zwavel atoom is 2,38 Å, en die tussen zwavel en koolstof atoom is 1,84 Å, 1,62 Å en 1,92 Å voor M1-M3, respectievelijk. De gedetailleerde berekeningsparameters zijn als volgt ingesteld. De uitwisselingscorrectiepotentieel wordt gebruikt als de gegeneraliseerde gradiëntbenadering met Perdew-Burke-Ernzerhof functioneel. De mesh cut-off energie voor de electrostatische potentie is 150 Ry, en de temperatuur voor de Fermifunctie is ingesteld op 300 K. De kracht op elk atoom is kleiner dan 0,02 eV/Å. Daarnaast wordt een Monkhorst-Pack mesh van 1 × 1 × 100 gekozen, en de convergentiecriterium van elektrondichtheid is 10⁻⁵ eV in totale energie. Verder, om de interactie tussen periodieke beelden te vermijden, is in onze berekeningen ten minste 20 Å vacuümlagdikte ingesteld. Het transmissiespectrum als functie van energie (E) en biasspanning (V) wordt gedefinieerd als

waarbij \(G^{{{\text{R}}({\text{A}})}}\) de vertraagde (geavanceerde) Green's functie is van het centrale spreidingsgebied, \(\Gamma_{{\text{L(R)}}}\) de koppelingsmatrix van de linker (rechter) elektrode en σ = ± 1 duidt de elektronspin-op/af aan. De spin transport stroom wordt berekend met de Landauer-Büttiker formule

waarbij \(\mu_{{\text{L(R)}}}\) en \(f_{{\text{L(R)}}}\) de electrochemische potentieel en de bijbehorende Fermidistributiefunctie van de linker/rechter elektrode zijn, respectievelijk. De apparaat dichtheid van toestanden (DDOS) kan worden berekend door \(D\left( E \right) = - \frac{1}{\pi }{\text{Im}} G^{{\text{R}}} (E)\).

Resultaten en Discussies

De bandstructuren van zigzag γ-grafyne eenheidscellen zijn geplot binnen niet-magnetische (NM), ferromagnetische (FM) en anti-ferromagnetische (AFM) toestanden, zoals weergegeven in Fig. 2a-c, respectievelijk. In de berekeningsvoortgang is de magnetisme van de koolstofatomen gehecht aan de boven- en onderrand allemaal ingesteld in dezelfde richting, naderend de FM toestand; de instelling van de AFM toestand is tegenovergesteld. Men kan zien dat de ZγGYNR in NM toestand metallisch is, daar de energiebanden door het Ferminiveau gaan in Fig. 2a. Vergelijkbaar met de NM, is de ZγGYNR in FM toestand ook metallisch, maar duidelijke spinstijving kan worden waargenomen. Het energieband in spin-op richting is naar beneden verschoven in Fig. 2b, terwijl de spin-af band naar boven is verschoven. Echter, wanneer de ZγGYNR in AFM toestand is ingesteld, vertoont de bandstructuur een kleine bandkloof van 0,55 eV wat het een halfgeleider maakt in Fig. 2c. Verder zijn de bijbehorende totale energien van de toestanden ook berekend voor M1-M3, respectievelijk. De relatieve resultaten zijn als volgt weergegeven: De energie van ZγGYNR eenheidscel in NM toestand is de hoogste van -3524,42090 eV, en die in AFM toestand is de laagste van -3524,49299 eV. Het energieverschil tussen de hoogste en laagste energie is ongeveer 0,07 eV. Daarom, volgens de data van alle energien, kunnen we concluderen dat de AFM toestand de grondtoestand is van ZγGYNR. De FM toestand van ZγGYNR kan de spinpolarisatie van de nanorib induceren, en zou toegepast kunnen worden op het gebied van spintronica. In het volgende zijn diepe transportmechanismen voor de drie juncties uitgelegd.

Eerst plotten we de transmissiespectra van de drie juncties bij nul bias in Fig. 3. Er zijn veel scherp gepulste pieken van het transmissiespectrum en een kleine bandkloof bij het Ferminiveau in Fig. 3a, wat suggereert dat M1 een halfgeleider is. Dus, onder het effect van een geschikte spanning, kunnen elektronen van links naar rechts elektrode gaan aangezien de C=C of C≡C binding gevormd tussen koolstofatomen een geleidingskanaal biedt voor elektronen transport. Voor het gespannen apparaat van M2 in Fig. 3b, is het transmissiespectrum niet precies hetzelfde als dat van M1. Er zijn nog steeds veel transmissiepieken die rond het Ferminiveau bewegen. Met andere woorden, de transmissiepieken van M2 met het effect van rek worden breder dan die van M1. Daarnaast lijken de transmissiepieken allemaal dichter bij het Ferminiveau te komen. Dit fenomeen ontstaat door het effect van de rek op de spreidingsregio van M2, wat leidt tot de verbetering van de koppeling tussen Au elektroden en intermediaire ZγGYNR, waardoor de transmissiekanalen breder worden dan die van M1.

Verder, in het geval van M3, zoals getoond in Fig. 3c, is het meest duidelijke kenmerk dat de spinstijving wiens spin-op (zwarte volle lijn) en spin-af (rode volle lijn) transmissiepieken niet langer gedegeneerd zijn. Bovendien is de transmissiepieken van M3 nog steeds even scherp als die van M1, maar wordt ook dichter. De spin-op transmissiepieken bewegen naar het Ferminiveau, maar het spin-af transmissiespectrum vertoont een grote transmissiekloof in Fig. 3c, wat resulteert in dat M3 de spin-gescheiden verschijnt. Dit kan worden verklaard door de combinatie van zowel de S-vorm van M3 als het rekeffect. De rek in de vorm van S-vorm veranderde de ladingverdeling van M3 en brak de oorspronkelijke elektrische dipool, wat resulteerde in dat de junctie van M3 magnetisch gedrag vertoont en dus het spinstijvingsfenomeen hier kan worden waargenomen. Duidelijk is de ZγGYNR voor M3 twee keer zo lang als die van M1, wat de interactie tussen de elektroden en de spreidingsregio zwakker maakt dan M2. Echter, door de asymmetrische S-vorm structuur, is de ZγGYNR niet meer in hetzelfde vlak, wat de sp en sp² hybride componenten voor γ-grafyne kan veranderen. Daarom is M3 een perfecter model om een nieuwe moleculaire junctie te ontwerpen.

Door de details van transmissiepieken in Fig. 3a, b zorgvuldig te vergelijken, is het van groot belang te vinden dat M1 geen transmissiepieken heeft, en M2 een zeer scherpe piek heeft bij de energie van -0,02 eV. Om het verschil tussen M1 en M2 dieper te begrijpen, tekenen we de apparaat lokale dichtheid van toestanden (DLDOS) bij -0,02 eV, zoals getoond in Fig. 4a, b. Voor M1 in Fig. 4a, is het de moeite waard om te noteren dat de elektronen primair gelokaliseerd zijn bij de goud elektroden en het elektronenwolk minder verdeeld is in het gebied van ZγGYNR. Daarom zijn er minder transmissiekanalen voor ladingstransport voor M1. Maar voor M2, verdelen de elektronen zich dicht in de elektroden en het verspreide gebied van ZγGYNR door de hele rib, wat aangeeft dat rijke transmissiekanalen worden geboden voor elektronen transport, zodat het transmissiespectrum van M2 er breder uitziet dan M1 rond het Ferminiveau. Dit resultaat impliceert dat de moleculaire junctie van M2 met rekcontrole betere transporteigenschappen zou hebben, wat later besproken zal worden.

Verder worden de bijbehorende DDOS voor elk model gegeven in Fig. 5a-c, waar de groene (oranje) volle lijn de spin-op (-af) richting vertegenwoordigt, respectievelijk. Eerst zijn de vorm en verdeling van de DDOS in Fig. 5a-c correspondent met de transmissiespectra zoals getoond in Fig. 3a-c. De DDOS van M1 in Fig. 3a vertoont een scherpe piek bij E > 0, en de spin-op en spin-af DDOS zijn symmetrisch ten opzichte van de nulpunct. Voor M2 in Fig. 3b, strekken de pieken van DDOS bijna uit over het hele Ferminiveau, wat bijdraagt aan het ladingstransport van de moleculaire junctie. Daarom bevordert de rek geïmplementeerd in M2 de piek om samen te bewegen in het Ferminiveau. De overeenkomst in de piekstructuur van de DDOS en het transmissiespectrum duidt op een duidelijke correspondentie tussen de energieniveaus van de ZγGYNR en de transmissiespectra. De koppeling tussen de Au elektroden en de ZγGYNR veroorzaakt door rek verbreedt de transmissietunnel aanzienlijk.

Zoals te zien is uit de transmissiespectra en de DDOS, kan het spinstijvingsfenomeen van M3 ook waargenomen worden in Fig. 5c, wat suggereert dat de M3 met een lange moleculaire keten van ZγGYNR magnetisch is. Om een intuïtief begrip te geven van het magnetisme van M3, is de spin-dichtheidsverdeling geplot in Fig. 4c, waar de rode en blauwe kleuren staan voor de spin-op en spin-af componenten, respectievelijk. Het is opvallend te zien dat de atomaire magnetische momenten voornamelijk gelokaliseerd zijn in het centrum van de nanorib en een geleidelijk afnemende trend vertonen van het centrum naar de randen in Fig. 4c. Vergelijkbaar met zigzag grafeen nanoribben, is bekend dat ZγGYNRs magnetisch zijn. Echter, door de aanwezigheid van rek, leidt de koppeling tussen de elektroden en het centrale gebied tot veranderingen van de oorspronkelijke magnetische verdeling. Dus verdwijnt het magnetisme van de atomen dichtst bij de elektrode terwijl het magnetisme van het centrale gebied verst van de elektrode behouden blijft. Om te bepalen welke orbitalen verantwoordelijk zijn voor het grootste deel van het magnetisme, plotten we de PDDOS van M3 in Fig. 5d. Het is duidelijk uit de PDDOS dat de s-orbitaal elektronen weinig bijdragen aan het magnetisme van M3, aangezien ze neigen naar een nulwaarde in het midden van Fig. 5d. Dat wil zeggen, het magnetisme van M3 is voornamelijk afhankelijk van de p-orbitaal elektronen aangezien zowel de vorm als de positie van de pieken zeer consistent zijn met de DDOS in Fig. 5c. Daarom is de bijdrage van de buitenelektronen veel groter dan die van de binnenste elektronen in ladingstransport voor M3. Om de transporteigenschappen voor de M1-M3 weer te geven, zijn de stroom-spanning (I-V) kenmerken in het volgende onderzocht. Het relatieve innerlijke mechanisme wordt onthuld om de eerdere voorspelling te verifiëren.

Om de bijbehorende mechanismen van de verschillende prestaties voor alle systemen verder te verkennen, berekenen we de I-V curven voor de voorgestelde M1-M3, zoals getoond in Fig. 6a. Figuur 6a is de berekende spinafhankelijke I-V curven als functie van de toegepaste bias voor elk apparaat en de inset Fig. 6a' toont de berekende totale stromen. Met de toename van het spanningsbereik van -0,6 tot 0,6 V, gedraagt de stroomcurve zich symmetrisch onder positieve en negatieve biasspanningsbereiken zoals getoond in Fig. 6a. Het is de moeite waard om te noteren dat de stromen van M2 en M3 duidelijk groter zijn dan die van M1, wat aantoont dat rek een zeker effect heeft op het ladingstransport. De grootte van de stroom voor M1 zonder rek is de kleinste van de drie juncties. Het neemt langzaam toe naarmate de biasspanning toeneemt. Verder is het duidelijk te zien dat de stroom voor M2 met de grootste helling een snelle toename vertoont naarmate de biasspanning toeneemt. In het bijzonder is de stroom van M2 bijna drie keer zo groot als die van M1 bij dezelfde biasspanning. In tegenstelling, is de stroom voor M3 met S-gebogen structuur matig tussen M1 en M2, wat een zwakkere geleidend gedrag dan M2 maar sterkere dan M1 vertoont.

Daarnaast kan het spinstijvingsfenomeen ook gevonden worden uit de stroom voor M3 in Fig. 6a. De I-V curve is redelijk consistent met de transmissiespectra en DDOS hierboven vermeld. Er is geen twijfel dat rek moleculen niet meer in hetzelfde vlak maakt, wat de gedelokaliseerde geconjugeerde π-binding in de ZγGYNR schaadt. Echter, er is nog een ander aspect te overwegen, door het uitdrukkingseffect wordt de koppeling tussen de elektrode en de spreidingsregio verbeterd, zodat uiteindelijk het elektronenkanaal verbreedt en de stroom toeneemt. Dus wordt de stroom voor M3 ook beïnvloed door rek, maar niet zoveel als die voor M2. De volgende redenen kunnen worden uitgelegd. De lengte van de spreidingsregio verzwakt de koppeling tussen de Au elektroden en de ZγGYNR tot op zekere hoogte, waardoor de stroom van M3 alleen groter is dan M1 maar kleiner dan M2. Het rekeffect en de lengte van ZγGYNR bepalen gezamenlijk de stroomintensiteit van M3. Dus kunnen we zien dat de spinafhankelijke stroom verschijnt voor M3 in Fig. 6a. Dit correspondeert ook met Fig. 5c. Hoewel alle bovenstaande berekeningsresultaten tonen dat de M3 met rek spinstijving vertoont, is het inderdaad niet erg significant. Voor spinmodulatie kunnen er andere efficiëntere middelen zijn. In feite kunnen sommige andere methoden, zoals elektrisch veld, randmodificaties en doping, ook spinpolarisatie induceren en spinstijving verbeteren in veel tweedimensionale nano-apparaten.

Uit de resultaten weten we dat M3 spinstijving vertoont, en het is niet moeilijk te vinden dat wanneer de biasspanning -0,4 V is, het verschil in de stroomwaarde van de spin-op en spin-af |I_Op – _Af| voor M3 het grootst is, wat te zien is uit de blauwe en groene volle lijnen in Fig. 6a. Hiervoor plotten we de transmissiespectra van M3 bij -0,4 bias in Fig. 6b, waarin de volle lijnen van blauw en groen de spin-op en spin-af componenten vertegenwoordigen, respectievelijk. We kunnen zien dat het transmissiegebied van het groene deel in het biasvenster groter is dan dat van het blauwe, wat resulteert in dat de bijbehorende stroom van spin-af groter is dan de spin-op bij dezelfde biasspanning van -0,4 V.

Met betrekking tot het transmissiespectrum in Fig. 3b, weten we dat de transmissiepieken van M2 bij het Ferminiveau verschijnt bij -0,02 eV, dus spelen de grensmoleculaire orbitalen een grote rol in ladingstransport. Daarnaast tonen de eerdere berekeningsresultaten dat de stromen van M1 en M2 spinafhankelijk zijn, dus worden de ruimtelijke verdelingen van moleculaire geprojecteerde zelfconsistente Hamiltoniaan (MPSH) in spin-af richting voor M1 en M2 hier genegeerd. De ruimtelijke verdeling van de hoogst bezette moleculaire orbitalen (HOMOs) voor M1 in Fig. 7a is zwakker dan die voor M2 in Fig. 7b. Men kan zien dat de HOMO van M2 goed gedelokaliseerd zijn door de hele spreidingsregio, wat resulteert in dat een grootste stroom van M2 hier ontstaat. In het geval van M3, vertegenwoordigt de spin-op HOMO zich in de dubbele zijkanten van ZγGYNR in Fig. 7c, terwijl de laagst onbezette moleculaire orbitalen (LUMOs) voornamelijk gelokaliseerd zijn in het centrale gebied in Fig. 7d. In tegenstelling, door het magnetisme van de gespannen ZγGYNR, is de golfunctie van HOMO in spin-af richting gelokaliseerd in het centrale gebied in Fig. 7e, maar de verdeling van LUMO in Fig. 7f is vergelijkbaar met die van HOMO in spin-op richting. De ruimtelijke verdeling van MPSH is redelijk gelokaliseerd in een bepaald gebied, wat een kleinere stroom voor M3 aangeeft. Met andere woorden, de interactie van moleculaire orbitalen hangt af van de combinatie tussen de complexe en flexibele atoomsche interactie en extern effect.

Conclusies

Samengevat, de elektronische structuren en de transporteigenschappen van gespannen juncties gebaseerd op ZγGYNR zijn bestudeerd en geanalyseerd. Onze resultaten tonen aan dat de AFM toestand van de ontworpen ZγGYNR de grondtoestand is, en de bandstructuur in de FM toestand is spinstijving. Wat meer is, rek heeft een vitale invloed op de transporteigenschappen van moleculaire juncties. Bij dezelfde lengte verbetert rek de orbitale koppeling tussen de Au elektroden en de ZγGYNR aanzienlijk. Als resultaat worden de elektronische kanalen van M2 verbreed, dus is het elektronen transportgedrag in M2 veel groter dan dat in M1. Verder spelen de lengte en richting van ZγGYNR nog steeds een zekere invloed op de transportkenmerken van de junctie. Specifiek, de koppeling tussen de Au elektroden en de ZγGYNR wordt verzwakt door de toename van de lengte, dus is de stroom van M3 kleiner dan die van M2. Daarnaast resulteert de magnetische verdeling van M3 in een duidelijk spinstijvingsfenomeen. De bijbehorende mechanismen van transporteigenschappen worden besproken in termen van de transmissiespectra, de DLDOS, enz. Onze resultaten kunnen nieuwe ideeën bieden voor de volgende generatie flexibele elektronische apparaten in de toekomst.

Beschikbaarheid van Data en Materialen

Het ontwerp van moleculaire juncties en computationele berekeningen zijn uitgevoerd door Atomistix ToolKit pakket.

Afkortingen

γ-GYNRs:

γ-Grafyne nanoribben

2D:

Twee-dimensionaal

NM:

Niet-magnetisch

FM:

Ferromagnetisch

AFM:

Anti-ferromagnetisch

DDOS:

Apparaat dichtheid van toestanden

DLDOS:

Apparaat lokale dichtheid van toestanden

PDDOS:

Geprojecteerde apparaat dichtheid van toestanden

MPSH:

Moleculaire geprojecteerde zelfconsistente Hamiltoniaan

HOMO:

Hoogst bezette moleculaire orbitalen

LUMO:

Laagst onbezette moleculaire orbitalen

Op:

Spin-op

Af:

Spin-af