具有不同 N 取代位置的基于石墨炔的纳米结的自旋分辨电子和输运特性

介绍

几种二维 (2D) 碳材料已被证明是自旋电子器件的潜在候选材料 [1,2,3,4,5]。最近，在这方面进行了越来越多的二维碳材料实验研究 [6,7,8,9,10,11]。特别是，石墨烯 [12,13,14,15] 和石墨烯 [16,17,18,19] 纳米结构和相关器件 [20,21,22] 已在理论上被提出。随后，在这些研究中观察到了整流 [12, 20]、开关 [13, 23]、负差分电阻 (NDR) [23,24,25] 和自旋过滤 [26,27,28] 的有价值的影响。设备。此外，石墨烯和石墨炔材料因其优异的电子和输运特性而被认为是自旋电子分子结的电极材料。

众所周知，研究工作表明，石墨烯纳米带在实验中可以剪裁成许多结构作为分子器件[29, 30]。类似地，石墨炔结构 [17,18,19,31,32] 由碳原子组成，与石墨烯相比，它具有更好的可调节电子和传输特性。最近，石墨炔薄膜已被证明通过采用交叉偶联反应的方法在铜表面上生成 [8]。 Zhou 等人 报道了一种通过使用改良的 Glaser-Hay 偶联反应合成石墨炔纳米壁的合理方法。 [9]。然而，一个相互关联的实验观察在很长一段时间内也仍然是一个真正的挑战。随着时间的推移，石墨炔纳米带也渴望在实验中通过采用交叉耦合反应方法，透射电子显微镜内的高能电子辐射制备成结[8,29,30]。此外，由于包含高载流子迁移率和持续的电子特性 [4, 33]，石墨炔结构包括 α- [34, 35]、β- [36]、γ- [37]、6,6,12- [27]、α-2-[38]、δ-[39]、14,14,14-石墨烯[40]以及相对异质结[41, 42]在理论上越来越受到重视。然而，缺乏对由重复分子单元组成的几个长度可控分子链在两个半无限γ-石墨烯纳米电极之间的传输特性的研究。

γ-石墨烯纳米带（γGYNR）[43]，可以分为扶手椅和锯齿形边缘，无论边缘如何，都表现出带隙的半导体行为[18]。此外，扶手椅γGYNR（AγGYNR）比之字形纳米带[44,45,46]更少用于构建自旋电子和分子结，因为它比之字形纳米带具有更大的带隙[18]。但据报道，N 掺杂会改变石墨烯和石墨炔的电子和传输特性 [47,48,49,50,51]，这能够导致带隙变窄。在一项实验中，N 掺杂已在石墨烯片中实现 [52, 53]。然而，γGYNR 已被预测为具有小载流子有效质量和高载流子迁移率的半导体，如石墨烯 [4]。先前关于掺杂剂的理论研究也显示了 GYNR 有趣的电子或传输特性 [49, 50, 54, 55]。最近也报道了先前对石墨炔 NRs [8, 9] 和没有或有 N 掺杂的器件 [56, 57] 的实验研究。此外，γGYNR的两个碳六边形之间的炔键提供了许多天然空穴来实现各种候选物的掺杂，如n - 掺杂或 p -掺杂半导体。因此，在我们提出的 AγGYNRs 结中考虑单或双 N 掺杂是必不可少的。

为了深入理解夹在两个不同N取代位置的半无限AγGYNRs之间的几个长度可调分子链的自旋电子和输运性质，我们结合Landauer-Büttiker使用第一性原理计算完成了计算工作。本文中的方法。理论模拟结果表明，N掺杂可以有效地减小3-AγGYNR结的能隙，然后M2的单N掺杂和M6的双N掺杂可以引起能带的自旋分裂。没有N掺杂的3-AγGYNR结的输运电流随着散射区重复单元数的增加而减弱；相比之下，对于具有单或双 N 取代位置的 3-AγGYNR 连接点，电流会随着更长的分子链而增强。有趣的是，在 M2 和 M6 的 N 掺杂结中观察到了整流和明显的 NDR 效应。这种行为是由两个电极和散射区域之间的不同耦合产生的。为了在微观层面解释NDR行为的机制，原因表明，由于开放输运的存在，不对称N掺杂结中包含的较长分子链可以诱导更明显的脉冲状电流-电压依赖性。较高偏置下相应偏置窗口内的通道。此外，具有N-取代位置的六边形环在运输过程中具有重要影响。

论文分为以下部分： 在“建模和计算方法”部分，提出了连接点描述和方法。接下来，我们将在“结果和讨论”部分描述其内部机制的结果和讨论，“结论”部分总结了计算结果。

建模和计算方法

由 1~4 个重复分子单元组成的分子线，由一个苯和一个乙炔组成，没有或有 N 掺杂，如图 1 中间面板所示，带有四个绿色虚线矩形框。具有N-取代位置的分子链的散射区夹在两个对称的半无限AγGYNR之间，其中1-重复分子链(A)、2-重复分子线(B)、3-重复分子链(C)和分别应用了 4 个重复的分子链 (D)。由于 π-σ-π 结构的对称结构，我们选择 3-AγGYNR 作为电极。左引线、散射区和右引线包含在我们设计的纳米结中，器件边缘的所有碳原子都被氢原子饱和，以提高结构的稳定性 [18, 43, 45, 46]。对于我们的提议设备，分子链可以方便地通过机械方法或化学反应从整个γGYNRs 在实验中直接拖尾或雕刻成连接点，就像其他结构一样 [29, 30, 56]。为清楚起见，图 1 顶部面板中的主视图采用中央位置具有单个 N 取代位置的超级晶胞，其在图 1 底部面板的第二张图片中命名为 M1。为方便起见，C6环的原子取代位置分别编号为1、2、3、4和5，如红框对应原子下所指。同理，未掺杂 N 的原始器件称为 M0，其中具有两个典型单 N 取代位置（代替 1 或 2 的原子位置）的模型为 M1 和 M2，具有五个典型双 N 取代位置的模型为 M1 和 M2 -在不同取代位置（取代1/5、2/3、2/4、1/4和1/2的原子位置）的掺杂分别命名为M3-M7。图 1 主视图中由虚线矩形框包围的红色阴影部分是纳米带的周期性超级单元，由八个模型代替。因此，共研究了32个典型模型。例如，M1与1的单个N-起始位置的连接，包括作为D的四个重复分子单元的分子链应称为M1D。

（在线颜色）双探针系统的示意图。为清楚起见，选择 AγGYNR 的单 N 掺杂器件（底部面板的第二个超级电池为 M1）作为顶部面板的主图。蓝色阴影矩形区域表示左右引线，其间是中心散射区域。灰色、白色和蓝色实心球体分别代表碳、氢和氮原子。传输方向沿 z 轴。此外，主图中绿色阴影的分子单元可以周期性地复制，从而产生具有不同长度分子链的四种结构，包括中间面板中的苯和乙炔分子，它们被命名为 A-D。此外，红色阴影框表示纳米带的周期性超级晶胞，可以通过 M0-M7 中的那些在底部面板中没有或具有单/双 N 取代位置来改变。为方便起见，C6环的原子位置分别编号为1、2、3、4、5，如红框对应原子下所指

我们首先通过在 Atomistix ToolKit (ATK) 包中实现密度泛函理论计算来优化所有晶胞和分子连接的结构 [46,47,48,58] 根据优化结果，氮和碳原子接近 1.43 Å，这适用于替换具有类似键长 1.43~1.46 Å 的 γGYNRs 中 C-C 键的碳原子 [31, 59]。此外，经过优化后，最近邻苯之间的体系的C ≡ C键仍然稳定。我们选择总能量较低的结构作为我们的模型。单N掺杂的超级单元之间的能量差为0.57 eV，双N掺杂的超级单元之间的能量差增加到1.63 eV，这被认为在实验上更容易实现。因此，这些分子结可以用作具有 N 掺杂的新器件。详细的计算参数已实现如下。我们使用范数守恒赝势和自旋广义梯度近似与 Perdew、Burke 和 Ernzerhof 函数用于交换相关势 [60,61,62]。优化计算几何结构，直到每个原子上的所有残余力都小于 0.02 eV Å ⁻¹ .为了进行电子结构的计算，采用布里渊区1 × 1 × 15 Monkhorst-Pack的k点网格。用于自旋相关输运计算的倒易空间采样的 Monkhorst-Pack 网格在 x 中为 1、1 和 100 , y , 和 z 方向，截止能量采用 150 Ry。双ζ 极化基设置为包括C、H和N在内的所有元素。此外，总能量的收敛标准设置为10 ^-5 EV。由于传输方向设置为 z 轴，~ 25 Å 的层间真空距离用于避免周期性图像之间的相互作用 [63, 64]。作为能量函数的透射光谱 (E ) 和偏置电压 (V ) 定义为

其中 G ^{R (A )} 是中心散射区和 ГL 的延迟（高级）格林函数 (R ) 是左（右）电极的耦合矩阵。自旋输运电流通过Landauer-Büttiker公式计算[65,66,67,68]

其中 μ L /R =E F ± eV /2 是根据费米能量 (E F) 外部 V 下两根引线共用的材料 ，而费米-狄拉克分布函数为 \( {f}_{L/R}(E)=1/\left[1+{e}^{\left(E-{\mu}_{L/R }\right)/{\kappa}_BT}\right] \) 在左/右领先。

结果和讨论

为了进行实际的电子能带结构计算，沿 z 具有 N 掺杂的周期性超级晶胞 考虑了色带轴的方向。为了便于对比观察，我们在图 2a-h 中以 M0-M7 的插图形式显示了所有晶胞。对于我们提出的连接点，包含 N 设置位置的中央六边形环被认为对传输特性产生重大影响。因此，具有 N 掺杂的中央 C6 环被包围在蓝色虚线框内，蓝色阴影区域，其中还计算了状态的投影密度，并显示在图 2a-h 的右侧面板中。

(Color online) M0-M7 对应的超级晶胞的电子能带结构（左图）和自旋密​​度分布（每张图右图的插图，红色和蓝色的云代表正负电子）到 a –h .还绘制了水平蓝色虚线以指示费米能级的位置。 a 右侧面板中的投影状态密度 (PDOS) –h 分别是蓝色阴影框内六边形环的所有原子的状态密度。这里，红线和绿线代表 c 中 M2 和 M6 的自旋向上 (UP) 和自旋向下 (DN) 分量 和 g

首先，我们研究了 AγGYNRs 的结构和电子特性。如图 2a 所示，M0 原始超级电池的电子带显示 AγGYNR 是直接能隙为 1.16 eV 的半导体。最低导带和最高价带分别来自 π* 和 π 子带 [37, 69]。但是对于图 2b 和 c 中具有单个 N 设置位置的 M1 和 M2，明显的杂质带横跨费米能级延伸，导致产生零能隙。有趣的是，M2 的电子能带结构是自旋分裂。包含单一 N 掺杂缩小了布里渊区边界处的能隙。因此，M1 和 M2 的能带结构表现出金属特性。当系统的晶胞对 M3-M7 进行双 N 掺杂时。 2d-h，发现了能带结构的一些新特性。由于在原始结构中使用了掺杂剂，M3、M4和M7的能隙已经缩小到0.06、0.04和0.44 eV，这表明它们在双N掺杂后仍然是半导体。然而，我们可以发现 M5 和 M6 的能带结构在图 2f 和 g 中具有零带隙的金属性，因此它对传输行为很重要。类似地，电子能带结构的自旋分裂出现在图 2g 中 M6 的双掺杂结构中。请注意，金属丰度的出现取决于 AγGYNR 中央 C6 环中典型的 N 形成位置。如后所示，C6环的中心部分确实影响了我们目前工作中报道的AγGYNRs的传导特性。

为了深入说明 N 设置位置的影响，可以从 AγGYNR 的自旋密度分布中识别 N 原子上的自旋相关电子（参见图 2a-h 中的每个插图）。如图 2c 和 g 所示，显然，由于引入了单个或两个 N 原子，电子的自旋相关散射增加；结果，与图 2a 中的原始磁性相比，AγGYNR 的磁性得到了增强。同时，在图 2d 和 f 中还可以找到相对丰富的电子跳跃和散射。对于这四张自旋密度图，自旋相关电子的分布已经扩散到所有晶胞，导致它有助于电荷传输的结果。然而，对于图 2b 和 e，电子密度的分布部分位于插图的中心部分，而对于图 2h，它位于插图的中心和底部。因此，超级电池中央六边形环中的掺杂剂在电子能带中起主要影响。我们的观察被转移到我们提议结构中的 C6 环区域。

此外，八个模型已在图 2a-h 的右侧面板中显示为插图，其中具有 N 替换位置的六边形环分别用模型中的蓝色阴影虚线框包围。六边形环的 PDOS 绘制在图 2a-h 的右侧面板中。结果表明M0-M7中指定区域的PDOS可以很好地匹配相应的电子能带结构；特别是费米能级附近的π*和π子带主要来源于六元环的贡献。对于图 2a 中 M0 的原始模型，E 周围没有 PDOS 峰值 F 导致较宽的能隙，从而导致半导体性质。如果 C6 环中典型的 C 原子被单个或双 N 原子取代为 M1-M7，则 PDOS 的双峰趋向于靠近 E F有助于带隙的减小。例如，对于 M1 和 M4，在费米能级附近有两个 PDOS 高峰（见图 2b 和 e）；在很大程度上，它们有助于缩小第一布里渊区的带隙。更有趣的是，M2 和 M6 的自旋向上和自旋向下能带（见图 2c 和 g）正在分裂，因为自旋（自旋向下）PDOS 向下（向上）移动到更低（更高）能量状态。然而，对于图 2d、f 和 h 右侧面板中的 M3、M5 和 M7，在费米能级附近也存在两个独立的 PDOS 峰，这有助于 π* 和 π 子带的出现。因此，M0-M7中央C6环部分的N掺杂是一个至关重要的问题，继续研究由八个原始超级电池设计的AγGYNRs的电子传输很有趣。

为了说明 AγGYNRs 的传输特性，我们绘制了 N 掺杂 AγGYNRs 的传输路径以显示图 3 中纳米带的传输概率。省略了 M0 和 M7 传输路径分布极小的图片，设备 M1 -M6 包括在中心散射区域中具有四个重复晶胞 D 的分子链。对于 M0 和 M7，传输路径中断，没有传输通道，电子的跳跃和散射仅出现在左电极，因此这里忽略它们的传输路径分布。所有六个器件都在图 3a-f 中显示出完美的传输通道，该图像显示电子可以从左侧流向右侧。事实上，由于包含 N 掺杂，电子可以穿过中心散射区。如图 3a 和 b 中 M1 和 M2 所示，电子跃迁不仅发生在最近的相邻原子之间，也发生在下一个最近的相邻原子之间。类似地，当对图 3c-f 中的 M3-M6 应用双 N 掺杂时，更丰富的电子跃迁发生在下一个最近的相邻原子上。

（彩色在线）N 掺杂 AγGYNRs 的传输路径为 M1-M6，在中心区域具有四个称为 D 的周期性分子链。在a的观点​​中 –f ，两个原子之间的连接箭头的颜色根据绘制的颜色条给出电子传输的跳跃方向，连续的不同颜色对应一系列不同的角度。阈值取0.05

此外，我们继续关注分子链的中心散射区域，发现下一个最近的电子跃迁发生在图 3 中所有显示模型的 N 原子周围。因此，N 掺杂起着重要作用在电子跃迁上，这有助于在图 4 中产生更强的电流。更有趣的是，大多数传输路径位于 AγGYNR 的 C6 环中，表明 N 掺杂的 C6 环跟踪这些纳米结的主要贡献。在图 3 的左栏中，对于 M1、M3 和 M5，传输路径在分子链中呈现对称分布。但是对于右栏中的 M2、M4 和 M6，它们在散射区域的第四个分子中表现出较弱的电子跃迁趋势，如图 3b、d 和 f 所示。因此，超过四个重复超级单元的较长分子链不适合在这些典型连接中执行。特别是，图 3e 中 M5 的电子跃迁路径比其他路径分配了更多的传输通道可能性。由于图 3e 和 f 中 M5 和 M6 的双 N 掺杂原子的存在，电子的背向散射在分子链的上边缘趋于增强。因此，N 掺杂剂在 AγGYNR 结的电荷传输中发挥了至关重要的影响。此外，图 3b 和 f 中 M2 和 M6 的传输路径的不对称分布可能会显示一些正在进行的物理行为。相应的讨论值得继续展出。接下来，我们要展示这些结点的电流曲线，以发现更多有趣的现象。

（在线颜色）电流-电压 (I-V ) AγGYNRs (a ) 无 N 掺杂或单 N 掺杂，如 b 所示 M1 和 c 四种不同分子链的 M2 为 A-D。 I-V 具有四个周期分子链的AγGYNRs曲线为d的D M0D–M2D 或 e M3D–M7D。 f I-V 四种不同分子链的AγGYNRs曲线为M6的A-D

为了进一步了解这些双探针结的传输特性，我们计算了 I-V 图 4 中具有四种不同长度的不同分子链的 AγGYNR 连接的曲线。当我们将工作重点放在 N 设置位置的产生结构上时，分子链长度对结构依赖性传输特性的影响尚未明确经过考虑的。 M0 的原始设备已在图 4a 中进行了研究。存在~ 1.2 V 的阈值电压，低于该电压时，电导间隙随着偏置电压的增加而增加，这是由于左右引线中的能带结构（见图 2a）的移动造成的。因此，图 4a 的插图中的 M0A-M0D 四个器件存在非常微弱的电流（为清楚起见，I-V 的图表） 曲线已在偏置范围 [0, 1.0 V] 下放大）。当外加电压大于 1.2 V 时，我们可以发现分子链越长，电流越弱，这意味着分子链会阻碍电子从左电极到右电极的跳跃。相应的解释显示在图 5a 中，让我们专注于 E 附近的传输峰值 F，因为电流主要由传输峰值贡献 [18, 20]。 M0A 的透射谱跟踪费米能级附近的几个峰值；相反，随着分子链长度的增加，透射峰从 M0A 到 M0D 越来越低。为清楚起见，图 5a 的插图显示了 M0C 和 M0D 的放大峰值是指考虑到电流的减少。事实上，原始的 AγGYNR 并不是构建自旋（电子）结的完美电极。这里需要考虑N位设置问题。

(Color online) 计算得到的 AγGYNRs 在零偏压下的透射光谱 a 没有或 b –d 在水平分子纳米线中具有各种 N 掺杂模型，其中相应的重复晶胞如图 1 所示。a M0 的非掺杂 AγGYNRs 的透射光谱，包括 A-D 的四个不同分子长度的分子链；图中实线颜色与图2a一致。插图是主视图的部分放大视图，其中透射光谱小于 0.1。同样，b中的实线 与图 2d 中 M0D-M2D 中具有共同颜色的那些线以及 c 中的实线一致 /d 分别对应于图 2e 中的 M3D–M7D

当器件分别在位置 1 (M1) 或 2 (M2) 掺杂单个 N 原子时，会发生相反的情况，我们注意到图 4b 和 c 中所有电流都增强了。电流在V下获得较大值 ≤ 1.2 V，并且它恰好随着图 4b 中器件 M1A-M1D 的偏置增加而减小。请注意，随着电流在 0.6 和 1.6 V 之间的下降，可以观察到明显的 NDR 行为。类似的 I-V 曲线显示，在图 4c 中也发现了 M2B 的 NDR 效应。峰谷比（PVR）的最大值可达5.6。然而，其他曲线表现出源自图 3b 中不对称传输途径的不同有趣特征，这可能会导致后面讨论的新物理效应。

此外，为了比较掺杂剂的影响，我们绘制了 I-V 图 4d 中具有四个重复分子链的 M0、M1 和 M2 曲线，表明 AγGYNR 的单 N 掺杂可以有效增强电荷传输，从而产生强电流。因此，红线（M1D）和蓝线（M2D）的数值大于黑线（M0D）的数值。从图 5b 中可以看出，M1D 的输运峰值扩展到了 - 0.26 eV ≤ E 的能量范围 ≤ 0.8 eV，有助于电子流过中心散射区。 M2D（蓝线）在费米能级附近存在一个明显的输运峰，略低于前者；结果，出现了相对较弱的电流曲线。当然，M0D 的零传输间隙（见图 5b 中的黑线）导致电流值几乎为零。尽管在E处存在许多传输峰> 1.0 eV，它们对基于AγGYNRs的器件的传输特性贡献很小。因此，单N掺杂是促进电子在我们设计的纳米结上散射和跳跃的有效方法。

当原始器件掺杂双 N 原子时，计算结果表明总电流随化学改性掺杂剂的取代位置而变化。图 4e 显示 M4D 和 M5D 的电流大于 M3D、M6D 和 M7D 三个。 M5D 的蓝线呈现出作为偏置电压的函数的近乎线性的增加，在高偏置下出现大电流，而 M4D 的红色线是一条非线性曲线，在低电压下电流更大，因为红色传输峰值在图 5c 位于费米能级附近，易于在较低偏压下传导，蓝色传输峰值远离零能级，零能级需要高电压来突破传输通道。因此，在[0, 1.2 V]的低偏压下，M4D的电流大于M5D的电流，但在较高偏压下开始变强。

如前所述，三个结的所有透射光谱在费米能级附近都有许多透射峰（透射系数在 E F) 在图 5d 中，从而产生低电流。尤其是黄线在正能量处有许多较高的峰值，支持出现明显的NDR效应。为了深入观察 M6 的 NDR 现象，我们绘制了所有的 I-V 从 M6A 到 M6D 的特征，发现 NDR 效应随着分子链长度的增加而增强。 The PVR can increase from 1.7 for M6A to 5.4 for M6B, then a PVR maximum of 24.5 can be reached for M6D from the value of 12.8 for M6C. 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 M2D and M6D 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 M2D 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 M6D 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 M2D and M6D 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 M2D 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 M2D 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 M6D 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 M6D 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 M6D 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

结论

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 M2D and M6D, 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.

数据和材料的可用性

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

缩写

二维：

二维

ATK:

Atomistix 工具包

AγGYNR:

Armchair-edged γ-graphyne nanoribbon

C6 :

Six-membered carbon

DN:

Spin-down

E :

费米能

HOMO：

最高占据分子轨道

LUMO：

最低未占分子轨道

NDR:

Negative difference resistance

PDOS：

Projected density of state

PVR:

Peak to valley ratio

RR：

Rectification ratio

UP:

Spin-up