Propriétés électroniques et de transport résolues par spin de nanojonctions à base de graphyne avec différentes positions de substitution N

Introduction

Plusieurs matériaux carbonés bidimensionnels (2D) ont été démontrés comme candidats potentiels pour les dispositifs spintroniques [1,2,3,4,5]. Récemment, de plus en plus d'études expérimentales sur des matériaux carbonés 2D ont été réalisées sur cet aspect [6,7,8,9,10,11]. En particulier, les nanostructures de graphène [12,13,14,15] et graphyne [16,17,18,19] et les dispositifs associés [20,21,22] ont été proposés théoriquement. Par la suite, les effets précieux de la rectification [12, 20], de la commutation [13, 23], de la résistance aux différences négatives (NDR) [23, 24, 25] et du filtrage de spin [26, 27, 28] ont été observés dans ces dispositifs. De plus, les matériaux de graphène et de graphyne sont considérés comme les matériaux d'électrode des jonctions moléculaires spintroniques, en raison de leurs propriétés électroniques et de transport exceptionnelles.

Comme nous le savons, les travaux de recherche montrent que les nanorubans de graphène peuvent être adaptés et découpés en de nombreuses structures en tant que dispositifs moléculaires dans l'expérience [29, 30]. De même, les structures du graphène [17,18,19, 31, 32] sont constituées d'atomes de carbone, qui possèdent des propriétés électroniques et de transport ajustables mieux que celles du graphène. Récemment, il a été démontré que les films graphdiyne se génèrent à la surface du cuivre en utilisant une méthodologie de réaction de couplage croisé [8]. Une approche rationnelle pour synthétiser des nanowalls de graphdiyne en utilisant une réaction de couplage Glaser-Hay modifiée a été rapportée par Zhou et al. [9]. Cependant, une observation expérimentale interdépendante reste également un véritable défi pendant longtemps. Au fil du temps, le nanoruban de graphyne est également désireux d'être préparé en jonctions dans une expérience en utilisant la méthode de réaction de couplage croisé, l'irradiation d'électrons énergétiques à l'intérieur d'un microscope électronique à transmission [8, 29, 30]. De plus, en raison de l'inclusion d'une mobilité élevée des porteurs et de caractéristiques électroniques continues [4, 33], les structures de graphyne comprenant α- [34, 35], β- [36], γ- [37], 6,6,12- [27], α-2- [38], δ- [39], 14,14,14-graphyne [40], et les hétérojonctions relatives [41, 42] retiennent de plus en plus l'attention en théorie. Cependant, il y a un manque dans les enquêtes sur les caractéristiques de transport de plusieurs chaînes moléculaires à longueur contrôlée composées d'unités moléculaires répétées entre deux nanoélectrodes semi-infinies γ-graphyne.

Le nanoruban γ-graphyne (γGYNR) [43], qui peut être classé en bords en fauteuil et en zigzag, présente le comportement semi-conducteur avec une bande interdite indépendamment des bords [18]. De plus, le fauteuil γGYNR (AγGYNR) est moins utilisé pour construire une jonction spintronique et moléculaire que celui en zigzag [44,45,46], car il détient une plus grande bande interdite que le nanoruban en zigzag [18]. Mais il a été rapporté que le dopage N modifie les propriétés électroniques et de transport du graphène et du graphyne [47,48,49,50,51], ce qui est capable de réduire la bande interdite. Dans une expérience, le dopage N a été implémenté dans la feuille de graphène [52, 53]. Cependant, il a été prédit que les GYNR sont des semi-conducteurs présentant de petites masses effectives de porteurs et une mobilité élevée des porteurs comme le graphène [4]. Des recherches théoriques antérieures sur le dopant ont également montré des propriétés électroniques ou de transport intrigantes de GYNR [49, 50, 54, 55]. Des études expérimentales antérieures sur les graphdiyne NRs [8, 9] et le dispositif sans ou avec N-dopage [56, 57] ont également été rapportées récemment. En outre, les liaisons acétyléniques entre deux hexagones de carbone pour γGYNR fournissent de nombreux trous naturels pour réaliser le dopage de divers candidats comme n -dopage ou p -dopage des semi-conducteurs. Ainsi, il est essentiel de considérer le dopage N simple ou double dans nos jonctions proposées d'AγGYNRs ici.

Motivés pour comprendre en profondeur les propriétés électroniques et de transport de spin de plusieurs chaînes moléculaires à longueur réglable prises en sandwich entre deux AγGYNR semi-infinis avec différentes positions de substitution N, nous avons terminé le travail de calcul en utilisant le calcul des premiers principes en combinaison avec un Landauer-Büttiker approche dans cet article. Les résultats de la simulation théorique suggèrent que le dopage N permet de réduire efficacement le gap énergétique des jonctions 3-AγGYNR, puis le seul dopage N de M₂ et double N-dopage de M₆ peut induire la division de spin de la bande d'énergie. Le courant de transport de la jonction 3-AγGYNR sans dopage N est affaibli à mesure que le nombre d'unités répétées dans la région de diffusion augmente ; en revanche, les courants sont intensifiés avec une chaîne moléculaire plus longue pour les jonctions 3-AγGYNR avec des positions N-substituantes simples ou doubles. Fait intéressant, la rectification et les effets NDR évidents sont observés dans les jonctions de dopage N de M₂ et M₆ . De tels comportements sont générés par le couplage différent entre deux électrodes et la zone de diffusion. Afin d'expliquer le mécanisme du comportement NDR à un niveau microscopique, la raison a montré que la chaîne moléculaire plus longue contenue dans les jonctions dopées N asymétriquement peut induire une dépendance courant-tension de type impulsion plus évidente en raison de l'existence d'un réseau de transport ouvert. canal dans la fenêtre de polarisation correspondante sous une polarisation plus élevée. De plus, l'anneau hexagonal avec des positions de substitution N a un impact vital dans le processus de transport.

L'article est divisé comme suit :Dans la section « Méthodes de modélisation et de calcul », la description et la méthode de jonction sont proposées. Ensuite, nous décrivons les résultats et les discussions sur leurs mécanismes internes dans la section "Résultats et discussions", et les résultats des calculs sont résumés dans la section "Conclusions".

Méthodes de modélisation et de calcul

Les fils moléculaires constitués de 1 à 4 unités moléculaires répétées, qui sont constituées d'un benzène et d'un acétényle sans ou avec dopage N, sont illustrés dans le panneau central de la figure 1 avec quatre cases rectangulaires en pointillés verts. La région de diffusion de la chaîne moléculaire avec la position de substitution N est prise en sandwich entre deux AγGYNRs semi-infinis symétriques, où 1 chaîne moléculaire répétée (A), 2 fils moléculaires répétés (B), 3 chaînes moléculaires répétées (C) et Une chaîne moléculaire répétée (D) est appliquée, respectivement. Nous choisissons ici les 3-AγGYNR comme électrode en raison de la structure symétrique d'une architecture π-σ-π. Le plomb gauche, la région de diffusion et le plomb droit sont contenus dans nos nanojonctions conçues, et tous les atomes de carbone au bord des dispositifs sont saturés par les atomes d'hydrogène pour améliorer la stabilité des structures [18, 43, 45, 46]. Pour nos dispositifs de proposition, les chaînes moléculaires sont pratiques pour être traînées ou sculptées directement dans des jonctions par une méthode mécanique ou une réaction chimique à partir de l'ensemble des γGYNR en expérimentation comme les autres structures [29, 30, 56]. Pour plus de clarté, la vue principale dans le panneau supérieur de la figure 1 est utilisée par la super cellule unitaire avec une seule position de substitution N dans la position centrale, qui est nommée M₁ dans la deuxième image du panneau inférieur de la Fig. 1. Pour plus de commodité, les positions de substitution atomique de C₆ anneaux sont numérotés 1, 2, 3, 4 et 5 comme indiqué sous les atomes correspondants du cadre rouge, respectivement. De même, le dispositif vierge sans dopage N est appelé M₀ , où les modèles avec deux positions de substitution N simples typiques (remplaçant les positions atomiques de 1 ou 2) sont M₁ et M₂ , et ceux avec un double dopage N typique à cinq positions de substitution différentes (remplaçant les positions atomiques de 1/5, 2/3, 2/4, 1/4 et 1/2) sont nommés M ₃ –M₇ , respectivement. La partie ombrée en rouge entourée d'une boîte rectangulaire en pointillés dans la vue principale de la figure 1 est la super cellule périodique du nanoruban, qui est remplacée par les huit modèles. Par conséquent, il y a 32 modèles typiques qui ont été recherchés au total. Par exemple, la jonction de M₁ avec la position instituante N unique de 1 comprenant une chaîne moléculaire de quatre unités moléculaires répétées, car D devrait être appelé M_1D .

(Couleur en ligne) Vues schématiques des systèmes à deux sondes. Pour plus de clarté, le dispositif avec un seul dopage N (la deuxième super cellule du panneau inférieur en tant que M₁ ) de AγGYNR est choisi comme diagramme principal dans le panneau supérieur. Les régions rectangulaires ombrées en bleu indiquent les dérivations gauche et droite, entre lesquelles se trouve la région de diffusion centrale. Les sphères solides grises, blanches et bleues représentent respectivement les atomes de carbone, d'hydrogène et d'azote. Le sens de transport est le long du z axe. De plus, l'unité moléculaire ombrée en vert du diagramme principal peut être périodiquement répliquée, ce qui conduit à produire les quatre structures avec différentes longueurs de chaînes moléculaires, y compris les molécules de benzène et d'acétényle dans le panneau du milieu, qui ont été nommées A–D. De plus, le cadre ombré rouge désigne la super cellule unitaire périodique du nanoruban qui peut être modifiée par celles de M₀ –M₇ sans ou avec des positions de substitution N simple/double dans le panneau inférieur. Pour plus de commodité, les positions atomiques de C₆ anneaux sont numérotés 1, 2, 3, 4 et 5 comme indiqué sous les atomes correspondants du cadre rouge, respectivement

Nous optimisons tout d'abord toutes les structures des cellules unitaires et des jonctions moléculaires en implémentant le calcul de la théorie fonctionnelle de la densité dans le package Atomistix ToolKit (ATK) [46,47,48, 58] Selon les résultats de l'optimisation, la distance de liaison de l'azote et les atomes de carbone approchent de 1,43 Å, ce qui convient pour remplacer l'atome de carbone par une longueur de liaison similaire de 1,43 à 1,46 Å d'une liaison C-C dans les γGYNR [31, 59]. De plus, la liaison C ≡ C du système entre les benzènes les plus proches est toujours stable après l'optimisation. Nous choisissons les structures comme modèles avec des énergies totales plus faibles. La différence d'énergie entre les supercellules unitaires à simple dopage N est de 0,57 eV, et celle à double dopage N augmente jusqu'à 1,63  eV, ce qui est considéré comme plus facile à réaliser expérimentalement. Ainsi, ces jonctions moléculaires peuvent être appliquées en tant que nouveaux dispositifs avec dopage N. Les paramètres de calcul détaillés ont été implémentés comme suit. Nous utilisons des pseudopotentiels préservant la norme et l'approximation du gradient généralisé de spin avec la fonctionnelle de Perdew, Burke et Ernzerhof pour le potentiel d'échange-corrélation [60,61,62]. Les géométries de calcul sont optimisées jusqu'à ce que toutes les forces résiduelles sur chaque atome soient inférieures à 0,02  eV Å ⁻¹ . Pour effectuer les calculs de structure électronique, une grille à k points de 1 × 1 × 15 Monkhorst-Pack dans la zone de Brillouin est adoptée. Le maillage Monkhorst-Pack de l'échantillonnage spatial réciproque pour le calcul du transport dépendant du spin est 1, 1 et 100 dans le x , y , et z directions, respectivement, et l'énergie de coupure est adoptée à 150 Ry. Le double-ζ la base polarisée est définie sur tous les éléments, y compris C, H et N. De plus, le critère de convergence pour l'énergie totale est défini sur 10 ⁻⁵ eV. Étant donné que le sens de transport est défini sur le z axe, une distance de vide intercouche de ~ 25 Å est utilisée pour éviter les interactions entre les images périodiques [63, 64]. Le spectre de transmission en fonction de l'énergie (E ) et la tension de polarisation (V ) est défini comme

où G ^{R (Un )} est la fonction de Green retardée (avancée) de la zone de diffusion centrale et Г_{L (R )} est la matrice de couplage de l'électrode gauche (droite). Le courant de transport de spin est calculé en utilisant la formule de Landauer-Büttiker [65,66,67,68]

où le μ _{L /R} = E _F ± eV /2 est le potentiel électrochimique en termes d'énergie de Fermi (E _F ) du matériau commun aux deux conducteurs sous un V externe , et la fonction de distribution de Fermi-Dirac est \( {f}_{L/R}(E)=1/\left[1+{e}^{\left(E-{\mu}_{L/R }\right)/{\kappa}_BT}\right] \) en tête gauche/droite.

Résultats et discussions

Pour effectuer les calculs pratiques de structure de bande électronique, la super cellule unitaire périodique avec dopage N le long du z la direction de l'axe du ruban est prise en compte. Pour la commodité de l'observation du contraste, nous montrons toutes les cellules unitaires sous forme d'illustrations pour M₀ –M₇ dans la Fig. 2a–h. Pour nos jonctions proposées, l'anneau hexagonal central contenant la position N-instituant est considéré comme jouant une influence significative sur les propriétés de transport. Par conséquent, la centrale C₆ les anneaux avec dopage N sont enfermés dans un cadre en pointillés bleus avec une zone ombrée en bleu, dans laquelle la densité d'état projetée a également été calculée et affichée dans les panneaux de droite de la figure 2a–h.

(Couleur en ligne) La structure de la bande électronique (dans les panneaux de gauche) et la distribution de la densité de spin (les encarts dans les panneaux de droite de chaque image avec des nuages ​​rouges et bleus qui indiquent les électrons positifs et négatifs) pour les super cellules unitaires de M ₀ –M₇ correspondant au a –h . La ligne pointillée bleue horizontale est également tracée pour indiquer la position du niveau d'énergie de Fermi. La densité d'état projetée (PDOS) dans les panneaux de droite de a –h est la densité d'état par rapport à tous les atomes des anneaux hexagonaux à l'intérieur du cadre ombré en bleu, respectivement. Ici, les lignes rouges et vertes représentent les composants spin-up (UP) et spin down (DN) pour M₂ et M₆ en c et g

Dans un premier temps, nous étudions les caractéristiques structurelles et électroniques des AγGYNRs. Comme le montre la figure 2a, la bande électronique de la super cellule vierge pour M₀ montre que l'AγGYNR est un semi-conducteur avec un écart énergétique direct de 1,16 eV. La bande de conduction la plus basse et la bande de valence la plus élevée proviennent respectivement des sous-bandes π* et [37, 69]. Mais pour M₁ et M₂ avec une seule position d'institution de N sur les figures 2b et c, une bande d'impuretés évidente s'étend à travers le niveau de Fermi, conduisant à la production d'un écart énergétique nul. Fait intéressant, la structure de bande électronique de M₂ est le fractionnement de spin. L'inclusion d'un seul dopage N réduit l'écart énergétique aux limites de la zone Brillouin. En conséquence, les structures de bande pour M₁ et M₂ se comportent la propriété du métal. Lorsque la cellule unitaire du système est dopée avec un double dopage N pour M₃ –M₇ dans les Fig. 2d–h, de nouvelles propriétés des structures de bandes ont été découvertes. Les écarts énergétiques de M₃ , M₄ , et M₇ ont été réduits à 0,06, 0,04 et 0,44 eV en raison de l'utilisation de dopant dans la structure vierge, qui image qu'ils sont toujours des semi-conducteurs après un double dopage N. Cependant, nous pouvons constater que les structures de bande de M₅ et M₆ effectuer une métallicité avec une bande interdite nulle sur les figures 2f et g, ce qui fait qu'elle est importante pour le comportement de transport. De même, le dédoublement de spin de la structure de bande électronique apparaît dans la structure à double dopage de M₆ dans la figure 2g. Notez que l'apparition de la métallicité dépend des positions N-instituantes typiques dans le C₆ central anneau de AγGYNR. Comme montré plus loin, la partie centrale du C₆ l'anneau influence en effet les propriétés de conduction des AγGYNR rapportées dans notre présent travail.

Pour illustrer en détail l'impact de la position d'institution de N, les électrons dépendants du spin sur les atomes N peuvent être identifiés à partir de la distribution de densité de spin des AγGYNR (voir chaque encadré de la Fig. 2a–h). Comme le montrent les figures 2c et g, évidemment, la diffusion des électrons dépendante du spin est augmentée en raison de l'introduction d'atomes N simples ou doubles ; en conséquence, le magnétisme des AγGYNRs est amélioré par rapport à celui vierge de la Fig. 2a. Pendant ce temps, le saut et la diffusion relativement riches des électrons peuvent également être trouvés sur les figures 2d et f. Pour ces quatre images de densités de spin, les distributions d'électrons dépendants du spin ont été étendues à toutes les cellules unitaires, ce qui a pour conséquence qu'elles contribuent au transport de charge. Néanmoins, les distributions de la densité électronique sont en partie localisées dans la partie centrale des encarts pour les Fig. 2b et e, alors que pour la Fig. 2h, elle est localisée dans la partie centrale et inférieure de l'encart. Ainsi, le dopant dans l'anneau hexagonal central des supercellules joue un rôle principal dans la bande électronique. Notre observation est transférée dans la région de C₆ sonner dans notre structure de proposition.

De plus, les huit modèles ont été présentés sous forme d'encarts dans le panneau de droite de la figure 2a-h, où les anneaux hexagonaux avec des positions de substitution N sont entourés des cadres en pointillés bleus dans le modèle, respectivement. Les PDOS des anneaux hexagonaux sont tracés dans le panneau de droite de la figure 2a–h. Les résultats suggèrent que le PDOS de la zone désignée dans M₀ –M₇ peut bien correspondre aux structures de bandes électroniques correspondantes ; en particulier, les sous-bandes π* et proches du niveau de Fermi proviennent principalement de la contribution du cycle à six chaînons. Pour le modèle original de M₀ sur la figure 2a, il n'y a pas de pic de PDOS autour du E _F conduisant à un large écart énergétique, ce qui se traduit par une propriété semi-conductrice. Si les atomes de C typiques dans le C₆ cycle sont remplacés par des atomes N simples ou doubles comme M₁ –M₇ , les doubles pics de PDOS tendent à se rapprocher du E _F contribuant à la diminution d'une bande interdite. Par exemple, il y a deux pics élevés de PDOS autour du niveau de Fermi (voir Fig. 2b et e) pour M₁ et M₄; dans une large mesure, ils contribuent à réduire la bande interdite à la première zone Brillouin. Plus intéressant encore, les bandes d'énergie de spin-up et de spin-down pour M₂ et M₆ (voir Fig. 2c et g) se divisent en raison du fait que le PDOS en rotation (spin-up) descend (haut) vers un état d'énergie inférieur (supérieur). Cependant, pour M₃ , M₅ , et M₇ dans les panneaux de droite des figures 2d, f et h, il existe également deux pics séparés de PDOS près du niveau de Fermi, ce qui contribue à l'apparition des sous-bandes π* et . Par conséquent, le dopage N dans le C₆ central partie d'anneau de M₀ –M₇ est une question vitale, et il est intéressant de continuer à étudier le transport d'électrons des AγGYNRs concevant à partir des huit supercellules originales.

Afin d'illustrer les propriétés de transport des AγGYNR, nous traçons les voies de transmission des AγGYNR à dopage N pour afficher les probabilités de transmission des nanorubans sur la Fig. 3. En omettant les images avec des distributions terriblement petites des voies de transmission pour M_{0 et M7 , les appareils M1 –M6 y compris les chaînes moléculaires avec quatre cellules unitaires répétées nommées D dans la région de diffusion centrale sont considérées. Pour M0 et M7 , les voies de transmission sont rompues sans canal de transport, et le saut et la diffusion des électrons n'apparaissent que dans l'électrode gauche, de sorte que leurs distributions de voies de transmission sont ignorées ici. Les six appareils affichent un canal de transport parfait sur les figures 3a–f, qui montre que les électrons peuvent circuler du conducteur gauche au conducteur droit. En effet, les électrons peuvent traverser la zone centrale de diffusion résultant de l'inclusion du dopage N. Comme indiqué dans les Fig. 3a et b pour M1 et M2 , la transition électronique n'a pas seulement lieu entre les atomes voisins les plus proches mais aussi entre les atomes voisins les plus proches. De même, lorsque le double dopage N est appliqué pour M3 –M6 dans la Fig. 3c–f, une transition électronique plus riche se produit vers les atomes voisins les plus proches.}

(Couleur en ligne) Les voies de transmission des AγGYNR à dopage N en tant que M₁ –M₆ avec quatre chaînes moléculaires périodiques nommées D dans la région centrale. Aux yeux de a –f , les couleurs des flèches de connexion entre deux atomes donnent la direction de saut de transmission des électrons selon la barre de couleur dessinée, et les différentes couleurs successives correspondent à une série d'angles différents. Le seuil est pris à 0,05

De plus, nous continuons à nous concentrer sur la région de diffusion centrale des chaînes moléculaires, constatant que la prochaine transition électronique la plus proche est utilisée pour avoir lieu autour des atomes N pour tous les modèles affichés sur la figure 3. Ainsi, le dopage N joue un rôle important sur la transition électronique, qui contribue à produire un courant plus fort sur la Fig. 4. Plus intéressant, la plupart des voies de transmission se localisent dans le C₆ anneaux de AγGYNRs, indiquant que C₆ dopé N les anneaux traquent une contribution principale pour ces nanojonctions. Dans la colonne de gauche de la figure 3 pour M₁ , M₃ , et M₅ , les voies de transmission présentent une distribution symétrique au cours des chaînes moléculaires. Mais pour M₂ , M₄ , et M₆ dans la colonne de droite, ils présentent des tendances de transition électronique plus faibles dans la quatrième molécule de la région de diffusion, comme le montrent les figures 3b, d et f. Ainsi, une chaîne moléculaire plus longue au-dessus de quatre super unités répétées ne convient pas pour fonctionner dans ces jonctions typiques. Surtout, les voies de transition électronique pour M₅ dans la Fig. 3e répartissent plus de possibilités de canaux de transport que les autres. La rétrodiffusion des électrons tend à être renforcée au bord supérieur des chaînes moléculaires en raison de l'existence d'atomes à double dopage N pour M₅ et M₆ dans les Fig. 3e et f. Par conséquent, le dopant N met en jeu l'influence vitale dans le transport de charges des jonctions AγGYNR. De plus, les distributions asymétriques des voies de transmission pour M₂ et M₆ dans les Fig. 3b et f, il est possible d'afficher certains comportements physiques en cours. La discussion correspondante est intéressante pour être exposée en permanence. Ensuite, nous voulons montrer les courbes actuelles de ces jonctions pour trouver des phénomènes plus intéressants.

(Couleur en ligne) Le courant-tension (I-V ) caractéristiques des AγGYNR (a ) sans dopage N ou avec un seul dopage N comme indiqué dans b M₁ et c M₂ pour les quatre chaînes moléculaires différentes comme A–D. Le I-V courbe des AγGYNRs avec les quatre chaînes moléculaires périodiques comme D pour d M_0D –M_2D ou e M_3D –M_7D . f Le I-V courbe des AγGYNRs pour les quatre chaînes moléculaires différentes comme A–D pour M₆

Pour mieux comprendre les propriétés de transport de ces jonctions à deux sondes, nous calculons le I-V courbes pour les jonctions AγGYNR avec quatre chaînes moléculaires différentes de longueurs différentes sur la figure 4. Comme nous avons concentré notre travail sur les structures produites des positions instituant N, l'effet sur la longueur des chaînes moléculaires sur les propriétés de transport dépendant de la structure n'a pas été explicitement pris en considération. L'appareil parfait pour M₀ a été étudiée dans la Fig. 4a. Il existe une tension de seuil de ~ 1,2 V, en dessous de laquelle l'écart de conductance augmente avec l'augmentation de la tension de polarisation, résultant du déplacement des structures de bande (voir Fig. 2a) dans les conducteurs gauche et droit. Par conséquent, il existe un courant terriblement faible pour quatre appareils comme M_0A –M_0D dans l'encart de la Fig. 4a (pour plus de clarté, le schéma du I-V courbe a été agrandie sous la plage de polarisation [0, 1,0 µV]). Lorsque la tension appliquée est supérieure à 1,2 µV, nous pouvons découvrir que plus la chaîne moléculaire est longue, plus le courant est faible, ce qui implique que la chaîne moléculaire pourrait entraver le saut des électrons des électrodes de gauche à droite. L'explication correspondante est affichée sur la Fig. 5a, nous permettant de nous concentrer sur le pic de transmission près du E _F puisque le courant est largement contribué par le pic de transmission [18, 20]. Le spectre de transmission de M_0A suit plusieurs sommets autour du niveau de Fermi; au contraire, le pic de transmission devient de plus en plus bas à partir de M_0A à M_0D avec la longueur croissante de la liaison moléculaire. Pour plus de clarté, l'encart de la figure 5a montre le pic d'amplification pour M_0C et M_0D fait référence à la réduction du courant. En effet, l'AγGYNR vierge n'est pas une électrode parfaite pour construire une jonction de spin (électronique) ; la question du poste N-instituant doit être examinée ici.

(Couleur en ligne) Les spectres de transmission calculés des AγGYNRs à zéro biais a sans ou b –d avec divers modèles de dopage N dans les nanofils moléculaires horizontaux, où la cellule unitaire répétée correspondante est affichée sur la figure 1. a Les spectres de transmission des AγGYNR non dopants pour M₀ comprenant quatre chaînes moléculaires avec des longueurs moléculaires différentes pour A-D ; la couleur des traits pleins sur la figure est cohérente avec celle de la figure 2a. L'encart est la vue partiellement agrandie de la vue principale où le spectre de transmission est inférieur à 0,1. De même, les lignes pleines dans b sont cohérents avec ces lignes avec des couleurs communes dans la Fig. 2d pour M_0D –M_2D , et les traits pleins dans c /d correspondent à ceux de la Fig. 2e pour M_3D –M_7D , respectivement

Lorsque les dispositifs sont dopés avec un seul atome N en position 1 (M₁ ) ou 2 (M₂ ), respectivement, la situation inverse se produit, et nous remarquons que tous les courants sont renforcés sur les Fig. 4b et c. Le courant obtient une grande valeur sous V ≤ 1.2 V, et il arrive qu'il diminue avec l'augmentation du biais pour l'appareil M_1A –M_1D dans la figure 4b. Notez que le comportement évident de NDR peut être observé avec la chute du courant se produisant entre 0,6 et 1,6   V. Un I-V similaire courbe affichée que l'effet NDR est également trouvé pour M_2B dans la figure 4c. Le maximum du rapport crête à vallée (PVR) peut atteindre 5,6. Cependant, les autres courbes présentent différentes caractéristiques intéressantes provenant de la voie de transport asymétrique de la figure 3b, ce qui pourrait éventuellement entraîner un nouvel effet physique discuté plus tard.

De plus, pour comparer l'influence du dopant, nous traçons le I-V courbes de M₀ , M₁ , et M₂ avec une chaîne moléculaire répétée à quatre sur la figure 4d, indiquant que le seul dopage N de AγGYNR peut efficacement améliorer le transport de charge conduisant à un courant fort. Par conséquent, les valeurs de la ligne rouge (pour M_1D ) et la ligne bleue (pour M_2D ) sont plus grandes que celles de la ligne noire (pour M_0D ). Vu de la Fig. 5b, le pic de transport de M_1D s'étend à la gamme d'énergie de − 0.26 eV ≤ E ≤ 0,8 eV, contribuant au passage de l'électron à travers la région de diffusion centrale. Il existe un pic de transport net autour du niveau de Fermi pour M_2D (la ligne bleue) qui est un peu plus bas que la précédente; en conséquence, une courbe de courant relativement plus faible apparaît. Certes, zéro écart de transport pour M_0D (voir la ligne noire sur la Fig. 5b) entraîne une valeur de courant presque nulle. Bien qu'il existe de nombreux pics de transport à E> 1.0 eV, ils ont une contribution minime pour la propriété de transport de l'appareil basé sur AγGYNRs. Par conséquent, le dopage N unique est une méthode efficace pour favoriser la diffusion et le saut d'électrons sur nos nanojonctions conçues.

Lorsque les dispositifs vierges sont dopés avec des atomes doubles N, les résultats des calculs suggèrent que le courant total varie avec les positions substituées des dopants pour la modification chimique. La figure 4e montre que les courants de M_4D et M_5D sont plus grands que les trois de M_3D , M_6D , and M_7D . The blue line for M_5D exhibits a nearly linear increase as a function of bias voltage with a large current occurring at high bias, while the red one for M_4D is a nonlinear curve with a bigger current under the low voltage, because the red transmission peak in Fig. 5c localized around the Fermi level which is easy to be conducted at a lower bias, the blue transmission peak keeps away from the zero energy level which needs a high voltage to breakout the transport channel. So, the current of M_4D is larger than the one of M_5D at the low bias of [0, 1.2 V], but it begins to become stronger at higher biases.

As explained before, all the transmission spectra of three junctions hold many transmission peaks near the Fermi level (the transmission coefficients are zero at E _F ) in Fig. 5d, thereby the low currents produce. Especially, there are many higher peaks of the yellow line at positive energy, supporting that the obvious NDR effect appears. To deeply observe the NDR phenomenon for M₆ , we plot all the I-V characteristics from M_6A to M_6D , finding that the NDR effect begins to strengthen with the increase of length for molecular chain. The PVR can increase from 1.7 for M_6A to 5.4 for M_6B , then a PVR maximum of 24.5 can be reached for M_6D from the value of 12.8 for M_6C . Note that the length of the molecular chain can efficiently modulate the occurrence and intensity of NDR behavior.

Meanwhile, the calculated spin-resolved currents as a function of bias voltage are also exhibited for M_2D and M_6D in Fig. 6, so as to clearly observe the interesting features of spin devices. Within the total bias voltage, both the model devices display visible asymmetric pulse-like I-V behavior in Fig. 6 a and b, which yields a perfect NDR phenomenon. The spin-up current for M_2D behaves the NDR effect with a PVR of 18.9 in Fig. 6a; nevertheless, the value of PVR reaches up to 36.8 within the spin-up case of M_6D between 0.8 and 1.6 V in Fig. 6b and it is also 24 for the spin-down case from 1.2 to 1.6 V. Particularly, for the model 2D in Fig. 6a, the positive currents are stronger than the negative ones at both spin directions, implying that a rectification effect can be found in this device. The rectification ratio (RR) can be defined [70] as the formula:RR(%) = I(V)/│I( − V)│ × 100% for the spin-up (spin-down) current. For the difference of rectification ratio between spin-up and spin-down cases, the RR of spin-up and spin-down current is 480% and 440% at ± 0.6 V, respectively. So, from the viewpoint of practical application, the N-doping not only can impact the band structure [71, 72], but also modulate the device behaviors. The intrinsic physicochemical mechanisms can be used to explain these effects.

(Color online) The spin-dependent I-V curves of AγGYNRs with a single N-doping and b double N-doping, whose models are shown as M_2D and M_6D in Fig. 1. All the models only consider the structures considering the molecular chain with four repeated molecular units as D

To analyze the corresponding mechanisms of the above rectification phenomenon, the spin-dependent band structures at the bias of ± 0.6 V and the transmission spectra of molecular junctions for M_2D have been exhibited in Fig. 7. By introducing single N-doping into pristine molecular junction, one can find that the spin-up electronic band of the device at the left electrode shift along the negative energy level, whereas for the right electrode, the band trends to move along the positive direction in Fig. 7a. Whereupon, we can find that the sub-band of the left lead coupling with the one of the right lead at E  ≈ 0.25 eV and the transmission peak moves into the bias window, resulting in that the transport channel opens at 0.6 V contributing to the charge transport. When a voltage of − 0.6 V is applied for the nanodevice in Fig. 7b, the energy bands of the left and right electrodes move in opposite directions. Although the sub-bands of the left and right electrodes still match each other, there is a nearly zero transmission probability within the bias window, which is the reason of low current at V _b  = − 0.6 V. Thereby the rectifying behavior can be obtained here. In general, the phenomenon of rectifier often occurs in the asymmetric molecular structures [20], so the asymmetry of molecular devices is the main reason for the generation of this behavior.

(Color online) The spin-up band structures of the left/right leads and the spin-up transmission spectra of AγGYNRs with single N-doping at the adjoining position for M_2D under the biases of a 0.6 and b − 0.6 V. The region between the double horizontal green dashed lines is the corresponding bias window

There are many NDR effects that have been observed in our proposed models; to better interpret the foundation of NDR, we draw the relative diagrams in Fig. 8. For instance, as expected before, the NDR producing from 0.8 to 1.6 V in a spin-up direction with a high PVR of 36.8 for M_6D is chosen as an example here. Under the bias of 0.8 V, the left sub-bands can strongly match with the right ones, the lowest unoccupied molecular orbital (LUMO) behaves a crucial action in Fig. 8a, which results in that a scattering channel can be allowed for spin-up electrons’ hopping. There is a green dashed line with an arrow in Fig. 8a, describing that the transmission channel is open for electron transport at 0.8 V. The highest occupied molecular orbital (HOMO) performing the secondary role also contributes to the electron transport at 0.8 V. When the bias is increased up to 1.6 V, as displayed in Fig. 8b, the energy for the bias window is also expanded to ± 0.8 eV. There happens a lower transmission peak appearing in the corresponding bias window, but weak coupling between the sub-bands of both leads can be found in that energy area, which leads to a terrible weak transmission peak in the scattering area from the left to the right electrode. Hence, the NDR arises in the spin-up current including a high PVR for M_6D with the double N-instituting positions. It could be an outstanding candidate for a spin-switch of the nanoelectronic device based on AγGYNRs in the future. Therefore, the generation and transport features of spin-polarized currents are still vital issues for spintronics devices [73].

(Color online) The spin-up band structures of the left/right leads and the spin-up transmission spectra of AγGYNRs with double N-doping for M_6D under the biases of a 0.8 V and b 1.6 V. The region between the double horizontal green dashed lines is the corresponding bias window. For clarity, the maximum of transmission spectra in b is set to 0.1

Conclusions

In summary, the comprehensive ab initio calculations based on the density functional theory combined with non-equilibrium Green’s function formalism on the 2D armchair 3-γ-graphyne sheets and nanoribbons with the incorporation of nitrogen atoms possess many electronic and transport characteristics that are obviously different from those of well-known graphene and typical graphynes. By exploring the impact of single or double N-doping defects of AγGYNRs, our results confirm that band structures of super unit cells are highly dependent on the positions of the dopant in the central C₆ ring of nanoribbons. We can obtain some semiconducting nanoribbons with narrow band gap or conductors of AγGYNRs. With regard to the transport properties, the different lengths of molecular chains induce interesting negative difference resistance behavior which has been expected for nanoelectronic junctions. In particular, the hexagonal rings in the middle of nanoribbons hold a vital role in the transport properties. The longer the molecular chain is, the more obvious NDR effect can be observed in the junctions including N-instituting positions. For the crucial N-doping for junctions M_2D and M_6D , the spin-polarized currents with the maximums of rectification ratio and peak to valley ratio of 480% and 36.8 in spin-up direction have been found, respectively. We propose the distinct physical mechanisms notably suggesting that the molecular junctions of AγGYNRs endow potential applications for future nanoelectronic devices.

Disponibilité des données et des matériaux

The design of nanojunctions and computational calculations were carried out by ATK.

Abréviations

2D :

Bidimensionnel

ATK:

Atomistix ToolKit

AγGYNR:

Armchair-edged γ-graphyne nanoribbon

C₆ :

Six-membered carbon

DN:

Spin-down

E _F :

Fermi energy

HOMO :

Orbitale moléculaire la plus occupée

LUMO :

Orbitale moléculaire inoccupée la plus basse

NDR :

Negative difference resistance

PDOS :

Projected density of state

PVR:

Peak to valley ratio

RR:

Rectification ratio

UP:

Spin-up