CN105529393A - 一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺 - Google Patents

Abstract

本发明提供了一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺，包括以下步骤：第一步：构建石墨烯纳米带异质结，即由ZGNR-H和ZGNR-H₂组成的异质结，其主体为宽度为8-ZGNR的纳米带，左边边缘的碳原子只连接了一个氢原子，右边边缘的碳原子连接了两个氢原子；第二步：在异质结左右电极施加温差，并且始终保证左电极温度T_L大于右电极温度T_R；第三步：测量电流和电流的自旋极化，在不同的温度和温差下测量并画出自旋极化的电流随着T_L和ΔT的变化曲线，电流的自旋极化率随着T_L和ΔT的变化曲线；第四步：交换左右电极的温度(即ΔT<0，)和翻转磁场的方向，计算并绘制在此两种构型时的自旋极化电流曲线；第五步：获得具有明显自旋塞贝克效应的异质结。<!-- 2 -->

Description

一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺

技术领域

本发明涉及一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺。

背景技术

随着传统能源的过度开发与利用，当今世界能源越来越短缺，寻找与开发新的可持续发展的绿色能源，成为了人们研究的一个重点。其中一种有效的绿色能源就是热能，热能的开发与利用主要需要依赖于热电材料。热电材料反映了热(即温差)与电荷输运(即电流)之间的关系，能利用温差产生电流。

热激发自旋电子学，结合了热电子学与自旋电子学的优势，主要致力于研究热与自旋输运之间的关系，它能够解决因为器件小型化所带来的散热问题，并且能够利用温差，产生和控制自旋流，能够用于构造新型低能耗器件，引起了人们广泛的关注。热激发自旋电子学中一个重要的发现就是Uchida等人发现的自旋塞贝克效应，即不需要外加偏压，只需要一定的温差，能够产生方向相反的自旋极化的电流。这个重要的发现引起了人们的广泛关注，研究人员开始寻找能产生自旋塞贝克效应的新材料，极大地推动了热激发自旋电子学的发展。

由于石墨烯中较高的载流子迁移率，石墨烯的输运性质一直备受关注。目前已经有许多小组成功构造出基于GNR的电子器件，比如自旋过滤、自旋阀和巨磁阻器件等等，但是大多数研究都需要外加偏压，也就是研究偏压对电流和自旋流的影响。最近，Zeng等人发现，zigzag边缘的石墨烯纳米带和异质结中，通过在源极和漏极施加一定的温差，能够产生热致自旋极化的电流。他们的研究结果指出建立基于石墨烯纳米带的热激发自旋电子学器件的可能性，这引起了我们极大的兴趣。于是寻找石墨烯纳米带中更好的热激发自旋电子学性质，成为了我们的研究目的之一。

对于zigzag边缘的石墨烯纳米带，其边缘的碳有悬挂键存在，需要用原子或者基团进行钝化。一种常用的钝化方式是使用氢原子来钝化，因为制备石墨烯纳米带的反应过程常常存在于含氢的气体环境中，因此通过调节氢气气体的温度和压强，能够改变氢的化学势，从而控制边缘碳的悬挂键与氢原子的成键形式。边缘的碳与氢原子有两种不同的成键和杂化方式，一种是碳与一个氢原子相连接，即单氢钝化(ZGNR-H)，此时的碳原子是SP²杂化的；还有一种是与两个氢原子相连接，即双氢钝化(ZGNR-H₂)，此时的碳原子是SP³杂化的。因此，我们考虑这样一种异质结构，即由ZGNR-H和ZGNR-H₂组成的异质结，如图1所示，其主体为宽度为8-ZGNR的纳米带，左边边缘的碳原子只连接了一个氢原子，由于此时是SP²杂化，氢原子与碳原子在同一平面上，并且C-H键与C-C键夹角为120度；右边边缘的碳原子连接了两个氢原子，由于此时是SP³杂化，两个氢原子与碳并不位于一个平面，而是分列于平面上下。

这种简单的异质结构，不需要精确的掺杂，在实验上比较容易控制，非常有希望真正实现制备生产。之前对这种类型异质结的研究很少，JingZeng等人研究过此异质结的偏压影响的输运性质，发现它有很好的自旋过滤和整流效应，但是从来没有人研究过它的热激发自旋电子学效应，所以我们的研究就更加有意义。

因此，现有工艺方法落后，需要改进。

发明内容

本发明的技术方案如下：一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺，包括以下步骤：

第一步：构建石墨烯纳米带异质结：我们考虑这样一种异质结构，即由ZGNR-H和ZGNR-H₂组成的异质结，其主体为宽度为8-ZGNR的纳米带，左边边缘的碳原子只连接了一个氢原子，右边边缘的碳原子连接了两个氢原子；

第二步：在异质结左右电极施加温差：在上述异质结左右电极上给定不同的初始温度，分别为T_L和T_R，并且始终保证左电极温度T_L大于右电极温度T_R，其温差为ΔT，即：ΔT＝T_L-T_R；

第三步：测量电流和电流的自旋极化：在不同的温度和温差下测量并画出自旋极化的电流随着T_L和ΔT的变化曲线，电流的自旋极化率随着T_L和ΔT的变化曲线；

第四步：交换左右电极的温度(即ΔT<0，)和翻转磁场的方向：计算并绘制在此两种构型时的自旋极化电流曲线；

第五步：通过对第三步和第四步的分析和比较，获得具有明显自旋塞贝克效应的异质结。

附图说明

图1基于ZGNR-H/ZGNR-H₂异质结纳米带的热激发自旋电子学器件示意图；

图2热致自旋极化的电流随着(a)T_L和(c)ΔT的变化曲线电流的自旋极化率随着(b)T_L和(d)ΔT的变化曲线；

图3热激发电流曲线(a)ΔT为负(b)磁场反向；

图4本发明工艺流程图。

具体实施方式

为了便于理解本发明，下面结合附图和具体实施例，对本发明进行更详细的说明。本说明书及其附图中给出了本发明的较佳的实施例，但是，本发明可以以许多不同的形式来实现，并不限于本说明书所描述的实施例。相反地，提供这些实施例的目的是使对本发明的公开内容的理解更加透彻全面。

需要说明的是，当某一元件固定于另一个元件，包括将该元件直接固定于该另一个元件，或者将该元件通过至少一个居中的其它元件固定于该另一个元件。当一个元件连接另一个元件，包括将该元件直接连接到该另一个元件，或者将该元件通过至少一个居中的其它元件连接到该另一个元件。

一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺，包括以下步骤：

第一步：构建石墨烯纳米带异质结：我们考虑这样一种异质结构，即由ZGNR-H和ZGNR-H₂组成的异质结，其主体为宽度为8-ZGNR的纳米带，左边边缘的碳原子只连接了一个氢原子，右边边缘的碳原子连接了两个氢原子；

第二步：在异质结左右电极施加温差：在上述异质结左右电极上给定不同的初始温度，分别为T_L和T_R，并且始终保证左电极温度T_L大于右电极温度T_R，其温差为ΔT，即：ΔT＝T_L-T_R；

第三步：测量电流和电流的自旋极化：在不同的温度和温差下测量并画出自旋极化的电流随着T_L和ΔT的变化曲线，电流的自旋极化率随着T_L和ΔT的变化曲线；

第四步：交换左右电极的温度(即ΔT<0，)和翻转磁场的方向：计算并绘制在此两种构型时的自旋极化电流曲线；

第五步：通过对第三步和第四步的分析和比较，获得具有明显自旋塞贝克效应的异质结。

我们的计算是基于第一性原理的方法，使用的是ATOMISTIXTOOLKIT(ATK)软件包。芯电子选用的是标准规范守恒(Norm-Conserving)，交换关联函数选取的是局域密度近似LDA(localdensityapproximation)。我们使用GGA(Generalizedgradientapproximation)近似也做了相应的计算，发现其结果与LDA类似，但LDA的收敛时间较快，节约计算资源和时间。我们选用了单极化的基组(SZP)，截断能为150Ry，在x、y和z方向的k点取样分别为1、1和100，这些取样足够收敛计算结果。哈密顿、电子密度和能带结构的收敛标准都为10^-4，用于饱和未氢化石墨烯纳米带边缘的氢原子被充分弛豫，只到原子间的作用力小于

对于单氢钝化的石墨烯(ZGNR-H)，众多研究表明，其基态为反铁磁绝缘态，两边缘为自旋极化的反铁磁耦合，它在一个有效的磁场中能够被磁化，其边缘变成自旋极化的铁磁性排列。这一结果在我们的计算中也被证实，8ZGNR-H也有同样的性质。而对于8ZGNR-H₂，我们设定了几种不同初始磁性排列情况，即无磁态、铁磁态和反铁磁态，计算了三种状态下的电子能带结构和态密度(DOS)，发现此纳米带是无磁性的，且不能被磁化。这一结果与LeeG等人得到的结论相同。因此，整个异质结的磁性状态可以通过外加磁场与否来实现控制。

我们看图1所示结构的器件，左边红色区域为左电极，右边蓝色区域为右电极，左右电极都是半无限的结构，中间为中心区，整个系统为一维器件，输运方向沿图1中所示的z方向。我们给定左右电极不同的初始温度，分别为T_L和T_R，并且始终保证左电极温度T_L大于右电极温度T_R，其温差为ΔT，即：ΔT＝T_L-T_R。在整个输运性质的计算之中，我们没有加任何的偏压和电场，包括门电压也一直固定为零。所以整个体系中，载流子浓度差异和自旋极化的电流仅仅由于左右电极之间的温差而产生。在我们自旋极化电流的计算结果中，由于无磁态和反铁磁态的系统，其费米能级附近的输运系数都非常小，几乎没有电流，所以我们讨论电流值时不讨论这两种状态，只讨论铁磁态的情形，磁场方向是向上的。

图2a所示为铁磁性异质结ZGNR-H和ZGNR-H₂纳米带中温差引起的电流随着左电极温度T_L的变化曲线，分别讨论了三种不同的温差ΔT即20K、40K和60K的情况。可以清晰地看到，在没有任何外加偏压的情况下，仅仅由于左右电极间存在的温差，产生了系统中的电流，并且这个电流是自旋极化的。更重要的是，我们发现，不管是在哪种温差ΔT情况下，自旋向上的电流始终都是正的，自旋向下的电流始终都是负的，即不同自旋极化取向的电流其方向相反，这与我们期望的结果相符，是一种明显的自旋塞贝克效应。从自旋向上的电流曲线中我们发现，没有门槛温度的存在，从起始点80K开始就有电流值，在很低的温度下，电流随着温度的T_L的升高就在迅速增大。同时我们可以明显地发现，自旋向上的电流比自旋向下的电流值要大很多，所以我们特意计算了电流的自旋极化率，其计算式为：

SP(％)＝(|I_up|-|I_down|)/(|I_up|+|I_down|)×100(1)

计算得到自旋极化率随T_L变化的曲线如图2(b)所示。在很大范围的T_L区域中，自旋极化率都达到了90％以上，即使在室温下，也能达到70％左右。

图2(c)所示为自旋极化的电流随着ΔT变化的曲线，我们也取了不同T_L的情况，即250K、300K和350K。正如我们所预料的那样，自旋向上的电流为正，自旋向下的电流为负，两种自旋取向的电流方向相反。值得我们感兴趣的一点是，在大多数区域，电流随着ΔT几乎为线性增长。我们以自旋向上的电流为例：当T_L为250K并且ΔT低于160K时，电流与ΔT成正比，即I～αΔT，斜率约为1.04nA/K；当T_L为300K和350K时，斜率分别约为1.09nA/K和1.20nA/K。这些结果表明，我们构造的器件在室温下有明显的热激发自旋电子学效应，并且热致自旋极化的电流能够通过温差来大致估算。同时，当温差增大时，自旋极化率也随之几乎线性增大，如图2(d)所示。值得说明的一点是，这里图中展示的较大的温差ΔT只是为了研究电流随ΔT变化的趋势，因为在实验中，要在如此小尺寸的纳米器件中实现大的温差是不太可能实现的。我们的结果与Zeng等人研究的结果相比，仅仅对于自旋电流的大小这一结果，其值就提高了一个数量级以上。

此外，我们还计算并绘制了另外两种构型时的自旋极化电流曲线：交换左右电极的温度(即ΔT<0，图3a所示)和翻转磁场的方向(即施加向下的磁场，图3b所示)，我们只选择ΔT＝60K这一情况来做对比。在这两种构型下，我们都得到了正的自旋向下的电流和负的自旋向上的电流，但是它们的曲线却有明显的差异。与图2a中ΔT＝60K的曲线相比，图3b的曲线其总趋势与之是大致相同的，唯一不同的是自旋向上的电流与自旋向下的电流发生了互换，其中一点小的振荡可能是由于计算误差造成的。这样的结果是我们很容易理解的，磁场方向的改变带来了磁化方向的改变，从而改变了多数自旋和少数自旋载流子的类型。但是值得我们注意的是，图3a曲线与图2a中ΔT＝60K的曲线相比，除了自旋向上和向下的电流相对X轴发生了翻转外，还产生了一点小小的偏差，即出现了一个明显的门槛温度。门槛温度的出现，有可能是因为左右两边电极费米-狄拉克分布中的化学势μ有所不同。但是，我们看到，门槛温度大约为120K左右，其值非常的小，并且随着温度的升高，其整体趋势和电流大小与图2a相比并无明显偏差，对我们器件整体热激发自旋电子学效应的影响并不大。所以在后文的分析讨论中，我们将费米-狄拉克分布中的化学势μ忽略，近似为零来处理。

与此同时，我们还可以想办法增加自旋劈裂电流的自旋极化率，从而在室温下获得单向纯净的自旋流，比如说，加一个合适的横向偏压，用偏压来抑制负方向的自旋流。以左电极温度为350K，右电极温度为230K的情况为例，当我们为器件施加23.5毫伏的正向电压和向上的磁场时，此时负的自旋向下的电流几乎为零，我们可以得到热激发的纯净的自旋向上电流约为0.25μA。

需要说明的是，上述各技术特征继续相互组合，形成未在上面列举的各种实施例，均视为本发明说明书记载的范围；并且，对本领域普通技术人员来说，可以根据上述说明加以改进或变换，而所有这些改进和变换都应属于本发明所附权利要求的保护范围。

Claims (1)

1.一种产生自旋塞贝克效应的制备工艺，其特征在于，包括以下步骤：

第一步：构建石墨烯纳米带异质结：我们考虑这样一种异质结构，即由ZGNR-H和ZGNR-H₂组成的异质结，其主体为宽度为8-ZGNR的纳米带，左边边缘的碳原子只连接了一个氢原子，右边边缘的碳原子连接了两个氢原子；

第二步：在异质结左右电极施加温差：在上述异质结左右电极上给定不同的初始温度，分别为T_L和T_R，并且始终保证左电极温度T_L大于右电极温度T_R，其温差为ΔT，即：ΔT＝T_L-T_R；

第三步：测量电流和电流的自旋极化：在不同的温度和温差下测量并画出自旋极化的电流随着T_L和ΔT的变化曲线，电流的自旋极化率随着T_L和ΔT的变化曲线；

第四步：交换左右电极的温度(即ΔT<0，)和翻转磁场的方向：计算并绘制在此两种构型时的自旋极化电流曲线；

第五步：通过对第三步和第四步的分析和比较，获得具有明显自旋塞贝克效应的异质结。