Curvatura | Grupo Co., Ltd del sensor de Hubei Hall

Scientific Reports volumen 6, número de artículo: 19461 (2016) Citar este artículo

3973 Accesos

45 citas

Detalles de métricas

Investigamos el acoplamiento de órbita de giro (SOC) mejorado por curvatura y el efecto de cara de espín en válvulas de giro orgánicas (OSV) a base de carbono utilizando moléculas de buckyball C60 y C70. Dado que el 12C, naturalmente abundante, tiene energía nuclear sin espín, los materiales tienen una interacción hiperfina (HFI) insignificante y el mismo SOC intrínseco, pero un SOC de curvatura diferente debido a sus distintas curvaturas. Ajustamos la dependencia del espesor de la magnetorresistencia (MR) en OSV a varias temperaturas utilizando la ecuación de Jullière modificada. Descubrimos que la longitud de difusión por espín en la película C70 es superior a 120 nm, claramente más larga que la de la película C60 a todas las temperaturas. La relación SOC efectiva de la película C70 a la película C60 se estimó en aproximadamente 0,8. Esto fue confirmado por la medición de magnetoelectroluminiscencia (MEL) en diodos emisores de luz (LED) basados en fullereno. A continuación, la polarización de espín efectiva en los OSV basados en C70 es menor que la de los OSV basados en C60, lo que implica que tienen un efecto de interfaz de espín diferente. El primer estudio de cálculo del principio muestra que la polarización de espín de los electrones orbitales dz2 de los átomos de Co en contacto con C60 es mayor, lo que provoca una polarización de espín más efectiva en la interfaz.

El semiconductor orgánico (OSEC) ha atraído recientemente gran atención en la comunidad de la espintrónica, ya que posee una larga vida útil del espín debido al reducido acoplamiento intrínseco espín-órbita (SOC) causado por los elementos livianos y la interacción hiperfina (HFI) relativamente débil asociada con la simetría del orbital del electrón π1,2. Por lo tanto, las OSEC con alta movilidad de portadores mostrarían una coherencia de giro que puede mantenerse a distancias macroscópicas. La motivación para buscar materiales con una longitud de difusión de espín larga es obtener una gran magnetorresistencia (MR) en válvulas de espín orgánico (OSV)3,4,5, un alto rendimiento de diodos emisores de luz orgánicos polarizados por espín6,7,8,9 y la realización de dispositivos de polarización de transporte de espín controlados eléctricamente, como los transistores de espín10. Un OSV consta de una fina capa de moléculas orgánicas o polímeros intercalados entre dos contactos ferromagnéticos (FM) (ver Fig. 1a); la resistencia del dispositivo depende de la configuración de magnetización relativa de los electrodos. El funcionamiento del OSV incluiría inyección y detección de espín mediante electrodos magnéticos y transporte de espín acompañado de la relajación del espín en la capa intermedia orgánica; el primero está relacionado con la polarización del espín interfacial, denominada spinterface11,12,13,14,15,16,17, que está influenciada por la polarización del espín del electrodo FM y la hibridación orbital OSEC/electrodo, mientras que el segundo depende del espín. tiempo de relajación y coeficiente de difusión de carga en el espaciador orgánico que define la longitud de difusión de espín del material (ver Fig. 1b).

(a) Representación esquemática de un dispositivo típico que consta de dos electrodos FM y un espaciador OSEC. Se barre un campo magnético en el plano, B, para cambiar las direcciones de magnetización de los dos electrodos de FM por separado mientras se mide la resistencia del dispositivo utilizando la técnica de medición de cuatro sondas. (b) La representación esquemática del efecto de interfaz de espín y el efecto de pérdida de espín en válvulas de espín orgánicas. Las flechas muestran la polarización de espín de los electrodos y los electrones de transporte. Estructuras moleculares del fullereno (c) C70 y (d) C60.

Hasta ahora, existen varios desafíos para comprender el mecanismo de pérdida de espín y la dependencia de la temperatura de la longitud de difusión del espín en OSEC18. Drew et al.19, utilizando espectroscopía de espín de muones, descubrieron que la longitud de difusión del espín del portador en un OSV basado en moléculas Alq3 se apaga significativamente a una temperatura superior a 100 K, lo que conduce a una RM no observable a la temperatura más alta. Por el contrario, utilizando la técnica de bombeo por giro por resonancia ferromagnética, Jiang et al. encontró la independencia de la temperatura de la longitud de difusión del espín en la película Alq320. Además, Kawasugi et al.21 encontraron recientemente ~10% de IM en un OSV basado en TPD a todas las temperaturas. Aunque no se midió la longitud de difusión del espín, el resultado implica que la longitud de difusión del espín en las moléculas de TPD también es insensible a la temperatura del dispositivo. Además, se ha demostrado teórica y experimentalmente que el HFI desempeña un papel crucial en todas las respuestas de espín en polímeros basados en PPV5,22,23. Sin embargo, Ando et al.24 demostraron recientemente que se puede bombear una corriente de espín pura desde un electrodo ferromagnético a polímeros conductores y que se puede detectar mediante el efecto Hall de espín inverso, donde el SOC intrínseco juega un papel importante. El estudio pide reconsiderar el papel del SOC en el transporte de espín en OSEC incluso cuando el material no contiene metales pesados24,25. Sin embargo, existe una limitación en su técnica experimental: la presencia de un gran campo magnético durante la medición apaga el HFI, lo que conduce a una longitud de difusión de espín extremadamente larga, superior a 200 nm a temperatura ambiente26. Hasta ahora, hay muy pocos esfuerzos para comprender el efecto del SOC intrínseco en las válvulas de giro convencionales basadas en OSEC. Sin embargo, existen varios estudios sobre la respuesta al espín en moléculas complejas de metales donde el gran SOC intrínseco de los metales pesados es claramente dominante sobre otros mecanismos de interacción del espín27. Creemos que la forma efectiva de eliminar el fuerte efecto del HFI considerando solo el efecto SOC es estudiar válvulas de giro basadas en fullereno28,29,30,31,32,33; Los materiales están compuestos en un 99% por átomos de 12C, abundantes de forma natural, que tienen núcleos sin espín y, por tanto, cero HFI. Dado que el SOC intrínseco en C60 se estima en aproximadamente 10 mK, se supone que el fullereno tiene un tiempo de relajación de espín prolongado34. Además, las válvulas de giro basadas en C60 muestran una magnetorresistencia (MR) relativamente grande a temperatura ambiente30,31,32, lo que es prometedor para las aplicaciones de espintrónica basadas en compuestos orgánicos. A diferencia de los OSEC convencionales, el material C60 muestra su robustez mecánica contra la penetración del metal durante la fabricación del electrodo32,35 y, por lo tanto, es un material ideal para estudiar la ciencia de la espinterface. Sin embargo, varios estudios de OSV basados en C60 muestran sorprendentemente que la longitud de difusión de espín en C60 varía de 10 nm a más de 100 nm, no significativamente mayor que en las OSEC convencionales29,30,33. Todavía no está claro si existen otros mecanismos de pérdida de espín distintos del SOC intrínseco en el fullereno. Recientemente, el estudio de la resistencia del SOC en materiales a base de carbono como el grafeno, los nanotubos de carbono y el fullereno ha ganado una enorme atención debido a su fase topológica no trivial que induce un salto de carga entre los orbitales en las bandas π y σ entre átomos de carbono vecinos. provocando la llamada curvatura SOC34,36,37,38. Quizás, los fullerenos C60 y C70 con fases topológicas bastante distintivas (ver Fig. 1c, d) puedan ser la opción más suficiente para comparar el efecto de la curvatura SOC en el transporte de espín. De hecho, un estudio tan crítico aún no se ha logrado empíricamente en válvulas giratorias basadas en fullereno. Sin embargo, Arbogast et al.39 informaron firmemente sobre el SOC más fuerte en las moléculas de C60 en comparación con las de C70 mientras estudiaban sus propiedades fotofísicas. Por el contrario, varios estudios de resonancia paramagnética electrónica en C60 y C70 dopados, ya sea en solución o en forma sólida, muestran que su valor relativo de electrones depende del uso de agentes dopantes40,41.

En este artículo, estudiamos sistemáticamente la longitud de difusión de espín de películas C60 y C70 y el efecto de interfaz de espín mediante el uso de respuesta de RM en válvulas de espín basadas en fullereno. Las buckybolas, C70 y C60, poseen el mismo SOC intrínseco pero pueden tener diferente fuerza SOC efectiva causada por sus diferentes estructuras curvas. Descubrimos que la longitud de difusión de espín de C70 es superior a 120 nm, inevitablemente más larga que la de C60 a todas las temperaturas, suponiendo que el SOC efectivo en C70 es menor. La diferencia en la fuerza SOC efectiva entre los fullerenos puede confirmarse mediante el estudio de magnetoelectroluminiscencia (MEL) en diodos emisores de luz (LED) basados en fullereno, donde la respuesta MEL C60 muestra un ancho más amplio (lo que implica una fuerza SOC más fuerte) que la respuesta MEL C703. 42,43. Además, la polarización de espín efectiva de los electrodos en el dispositivo basado en C60 también es mayor. Sin embargo, comparten la misma tendencia de reducción con el aumento de la temperatura. Las discrepancias pueden explicarse por la diferencia estructural entre las moléculas que causa (i) diferente fuerza efectiva del SOC y (ii) la diferente hibridación de orbitales de electrones entre las moléculas y los electrodos ferromagnéticos. Esto último se verifica mediante el cálculo de la teoría funcional de la densidad (DFT).

La Figura 1a muestra la representación esquemática OSV de los dispositivos utilizados en este estudio donde se usa una película de La0.67Sr0.33MnO3 (LSMO) de 50 nm con ~100% de polarización de espín a baja temperatura como electrodo inferior y una película de Co de 15 nm con ~ Se utiliza una polarización de espín del 30% como electrodo superior3. Es posible cambiar la magnetización relativa de los electrodos ferromagnéticos entre alineamientos paralelo (P) y antiparalelo (AP), al barrer el campo magnético externo, B. La resistencia del dispositivo R(B) en el campo de B, es entonces dependiendo de las orientaciones relativas de magnetización. La respuesta de MR se define comúnmente como: MR = [R(B) − R(P)]/R(P), donde R(P) es la resistencia del dispositivo para la configuración de magnetización en paralelo. La Figura 1c,d muestra las estructuras químicas de C60 y C70. Una molécula de C60 tiene una estructura de anillo fusionado en forma de jaula esférica con un radio de 7,1 Å, mientras que una molécula de C70 tiene un cinturón de 6 hexágonos insertados en el ecuador de una molécula de C60, lo que da como resultado un elipsoide con ejes corto y largo de 7,12 Å. y 7,96 Å, respectivamente44,45. Por lo tanto, la molécula C60 tiene mayor simetría y curvatura que la molécula C70. Observamos que las películas de fullereno muestran en su mayoría una fase amorfa con una excelente rugosidad superficial (ver Fig. S1).

Las Figuras 2a, b muestran los bucles de RM de los dispositivos OSV LSMO/C60 (120 nm)/Co/Al y LSMO/C70 (120 nm)/Co/Al medidos a 20 K bajo un voltaje de polarización aplicado de −20 mV, respectivamente. Se resta el fondo de toda la respuesta de RM (IM de válvula sin giro) causada por la anisotropía magnética de los electrodos (consulte la Fig. S2c,d para ver la respuesta de RM original)46,47. Las características IV a 20 K se muestran en la Fig. S2a. La curva roja (negra) denota la medición de RM mientras disminuye (aumenta) el campo magnético. Los recuadros muestran las magnetizaciones relativas de los electrodos al barrer desde el positivo B. La RM del OSV basado en C70 es −9,0 % mientras que la RM del OSV basado en C60 es −13,3 %. La respuesta de RM en general sigue el campo magnético coercitivo de los electrodos. La Figura 2c muestra la RM del dispositivo LSMO/fullereno (180 nm)/Co OSV frente a la temperatura. La RM disminuye cuando la temperatura aumenta para los OSV basados en C60 y C70. Este comportamiento es genérico para todos los OSV que utilizan el electrodo LSMO3,5,48,49. Sin embargo, la magnitud de RM de C60 en este espesor es consistentemente mayor que la de C70 a todas las temperaturas en este espesor de fullereno. La reducción de MR a temperaturas más altas en general puede entenderse mediante la reducción de la polarización del espín LSMO y/o la longitud de difusión del espín del fullereno.

La respuesta de magnetorresistencia de los dispositivos de válvula de giro. Bucles de RM de

(a) Dispositivo OSV LSMO(50 nm)/C60(120 nm)/Co(15 nm) y (b) LSMO(50 nm)/C70(120 nm)/Co(15 nm) medido a 20 K, con una tensión de polarización aplicada de −20 mV. Las configuraciones de magnetización se muestran en los recuadros cuando el campo pasa del campo positivo al campo negativo. (c) Dependencia de la temperatura de MR para el dispositivo de LSMO(50 nm)/C60(180 nm)/Co(15 nm) y LSMO(50 nm)/C70(180 nm)/Co(15 nm) OSV; (d) Dependencia del voltaje de polarización de MR para el dispositivo de LSMO (50 nm)/C60 (180 nm)/Co (15 nm) y LSMO (50 nm)/C70 (180 nm)/Co (15 nm) OSV medido en 20 K. Las barras en (c,d) muestran errores de medición.

La Figura 2d muestra la dependencia del voltaje de polarización de MR. En primer lugar, la RM disminuye con el aumento del voltaje de la unión. Hay dos explicaciones posibles para el comportamiento de dependencia del voltaje de polarización para la reducción de MR a voltajes de polarización altos: (i) la energía de Fermi que decide la densidad del estado de polarización del espín de inyección podría desplazarse bajo un voltaje de polarización aplicado relativamente grande; por lo tanto, la polarización de espín efectiva de LSMO (P1) y/o Co (P2) podría modificarse48; (ii) Dado que la tunelización de electrones en dos pasos desde el electrodo ferromagnético a la capa intermedia de fullereno se produjo favorablemente con voltajes de polarización grandes, no se conserva el espín, la polarización de espín efectiva del electrodo es menor con un voltaje de polarización mayor5,50. La asimetría del comportamiento de la RM versus el voltaje aplicado en nuestros estudios ha sido observada comúnmente por muchos grupos3,48,51.

La Figura 3a muestra la RM dependiente del espesor de los OSV basados en C60- (puntos negros) y C70- (puntos rojos) a 120 K presentada en la escala logarítmica, donde la RM en los OSV basados en C60 muestra una dependencia considerablemente más fuerte que la RM en C70- OSV basados en Descubrimos que la magnitud de RM en los OSV basados en C70 es la mayor con un espesor de ~ 80 nm (ver Fig. S3a). Este comportamiento se informó anteriormente en OSV basados en C60, probablemente debido al efecto de la morfología más que a la capa orgánica mal definida causada por la inclusión de cobalto32,33,35. La magnitud de RM de los OSV basados en fullereno se reduce a medida que el espesor del espaciador de fullereno es mayor, d. Observamos que se encontró que la capa de fullereno mal definida tenía menos de 15 nm (ver Fig. S5). La magnitud de RM más pequeña encontrada en el mayor espesor del espaciador puede explicarse por la reducción de la polarización de espín de los portadores inyectados cuando viajan a través de la capa intermedia. De hecho, la magnitud de la RM en OSV normalmente se describe mediante el modelo de Jullière modificado3:

( a ) Dependencia del espesor de fullerencia de MR a 120 K.

Los puntos abiertos negros y rojos se miden por RM de OSV LSMO (50 nm)/C60/Co (15 nm) y LSMO (50 nm)/C70/Co (15 nm), respectivamente. Todas las resonancias magnéticas se tomaron con un voltaje de unión de −20 mV. Las líneas se ajustaron con base en la Ec. 1. (b) Dependencia de la temperatura de la longitud de difusión de espín, LS, de OSV basados en C70 y C60. La polarización de espín, |P1·P2|, de (c) OSV basados en C70 y (d) C60. Los recuadros muestran el |P1·P2| normalizado. y magnetización de LSMO versus temperatura. Las barras muestran errores de medición y ajuste.

donde P1 y P2 son la polarización de espín efectiva en la interfaz de los electrodos magnéticos; LS es la longitud de difusión de giro del espaciador.

En la Fig. 3a, las líneas negra y roja son los datos de ajuste a 120 K usando la ecuación. 1, donde P1·P2 y LS son los parámetros de ajuste. Para OSV basados en C70, |P1·P2| = (0,09 ± 0,01) y LS = (123 nm ± 13 nm) mientras que para OSV basados en C60, |P1·P2| = (0,16 ± 0,03) y LS = (86 nm ± 8 nm). Ajustamos la magnitud de RM dependiente del espesor a diferentes temperaturas utilizando el mismo método (consulte las Figuras S3 y S4 para más detalles). Descubrimos que la longitud de difusión de espín LS de C70 es de hecho mayor que la de C60 en todas las temperaturas (Fig. 3b). Por el contrario, la polarización de espín efectiva, | P1 · P2 |, de C70 es siempre menor que la de C60 (ver Fig. 3c, d). Cabe señalar que el LS del fullereno depende débilmente de la temperatura, en contraste con el LS en la película Alq3 reportada por Drew et al.19, que decae rápidamente y desaparece a temperaturas superiores a 100 K. Comparamos |P1·P2| con la magnetización cerca de la superficie del electrodo LSMO medida por el efecto Kerr magnetoóptico (MOKE)3. Los recuadros de la Fig. 3c, d muestran que la polarización de espín efectiva normalizada (P = | P1 · P2 |) y la magnetización de LSMO siguen una dependencia de temperatura similar, excepto a 120 K. Esto indica que la polarización de espín de LSMO podría ser la culpable de la Reducción de RM a alta temperatura. Esto concuerda con los resultados recientes informados por Kawasugi et al.21, quienes encontraron que la RM era insensible a la temperatura del dispositivo cuando el LSMO se reemplaza por la aleación Heusler Co2MnSi. La gran longitud de difusión de espín obtenida en OSV a base de fullereno a alta temperatura es similar al valor informado por Zhang et al.30 a temperatura ambiente. En las siguientes secciones, explicamos las diferencias entre la longitud de difusión de espín LS y la polarización de espín efectiva |P1·P2| entre moléculas C70 y C60.

En las OSEC, dado que el salto de carga es el principal mecanismo de conducción, la longitud de difusión del espín se describe generalmente mediante la relación: LS = (D·τS)½, donde D es el coeficiente de difusión del portador que es proporcional a la movilidad de la película y τS es el espín. tiempo de relajación9. Dado que el C70 tiene menor movilidad52 pero mayor longitud de difusión de espín medida, su tiempo de relajación de espín debe ser mayor que el del C60, lo que conduce a un SOC más débil. Yu23 descubrió teóricamente que en OSEC convencional donde HFI es dominante, LS es lineal con D y, por lo tanto, depende de la movilidad del material. Sin embargo, en materiales como el fullereno, donde el SOC es la interacción dominante, el LS viene dado por53:

donde R es la distancia de salto de electrones y es la fuerza SOC efectiva donde ξin, ξcurv y ξRashba son los SOC intrínsecos, de curvatura y Rashba, respectivamente. El pequeño campo eléctrico en la medición conduce a un ξRashba34 insignificante. Para las estructuras compactas de C70 y C60, las distancias del vecino más cercano entre las moléculas adyacentes son ~10,1 Å y ~10,04 Å respectivamente54. Esto implica que las distancias de salto de carga son muy similares en los materiales. La ecuación 2 indica que la longitud de difusión del espín no depende de la movilidad del fullereno. Si la interacción relacionada con el espín contiene solo SOC intrínseco de carbono, la diferencia de la longitud de difusión del espín entre C60 y C70 es simplemente la diferencia entre las distancias de esperanza de carga. La Figura 3b muestra claramente que este no es el caso y su SOC efectivo debe contener el SOC basado en la curvatura. De la ecuación. 2, la fuerza SOC relativa efectiva entre las moléculas C60 y C70 se puede estimar como:

De la ecuación. 3 y las longitudes de difusión de espín en la Fig. 3b, se calcula la resistencia relativa del SOC entre C60 y C70 a varias temperaturas. La Figura 4a muestra que el COS efectivo en C70 es menor que el de C60 en todas las temperaturas. Sorprendentemente, esta relación es ligeramente menor a mayor temperatura. Esto podría estar relacionado con sus diferentes órdenes de orientación a diferentes temperaturas55,56. Debido a su mayor simetría, el C60 podría girar fácilmente a temperaturas más altas en todas las direcciones; esto podría prolongar la distancia efectiva de salto de electrones en la película C60, reduciendo así la longitud de difusión del espín a alta temperatura. Observamos que nuestra dependencia de la temperatura de LS parece entrar en conflicto con la teoría de Yu, en la que la distancia de salto de carga, R, depende fuertemente de la temperatura y es convergente con el vecino más cercano esperando por encima de cierta temperatura (80 K para Alq3)23. Esto sugiere que o la distancia de salto ya está saturada hasta el vecino más cercano que salta en nuestro rango de temperatura estudiado o que es necesario ajustar la teoría. Recientemente, basándose en la nueva evidencia experimental de la precesión de espín que falta en las OSEC57,58, Yu sugirió un nuevo mecanismo de transporte de espín en compuestos orgánicos que utiliza el acoplamiento de intercambio entre polarones localizados, que puede ser mucho más rápido que el salto de polarones. Este mecanismo de desacoplamiento de carga de espín, en principio, se puede utilizar para explicar la ausencia de la longitud de difusión de espín dependiente de la temperatura descrita en la Fig. 3b, ya que, a diferencia del transporte por salto, el acoplamiento de intercambio es insensible a la temperatura. Esta sinario fue respaldada por un experimento reciente de Jiang et al.20 donde la precesión de espín de la corriente de espín pura en la película Alq3 estaba ausente y se encontró que la longitud de difusión del espín era independiente de la temperatura. Sin embargo, la longitud de difusión del espín en el mecanismo de acoplamiento de intercambio depende en gran medida de la densidad del portador. Esto parece contradecirse con la decadencia relativamente más lenta de la RM con un gran sesgo de unión observado por muchos grupos3,5,48. Nuestro resultado sobre el SOC de C60 y C70 es consistente con el resultado informado por Arbogast et al.39, quienes estudiaron las propiedades fotofísicas de las moléculas C70 en comparación con las de C60. Descubrieron que la tasa de cruce entre sistemas entre variedades singlete y triplete en C60 es mayor que en C70. Esta es una evidencia concluyente de que la fuerza del SOC en C70 es más débil que en C60.

(a) Dependencia de la temperatura de la fuerza relativa de acoplamiento de SOC entre las moléculas C60 y C70, ξC70/ξC60 tomado de MR en OSV y MEL en LED.

Las barras muestran errores de cálculo. (b) Magnetoelectroluminiscencia normalizada (MEL) en LED de fulereno a 20 K con una densidad de corriente similar de aproximadamente 1 mA/mm2. La línea muestra la mitad del máximo de MEL.

Para reforzar aún más nuestra conclusión sobre la resistencia SOC del fullereno, realizamos la medición de MEL en LED de ITO/PEDOT/fullereno (180 nm)/Ca/Al. La respuesta MEL se ha utilizado para evaluar las interacciones relacionadas con el espín del electrón durante las últimas décadas5,42,43. La estructura del dispositivo y las características IV se muestran en la Fig. S6. La Figura 4b muestra claramente que la respuesta MEL del LED basado en C60 es más amplia que la del LED basado en C70 a 20 K. Ehrenfreund et al. teorizó el efecto del campo magnético en la dinámica de mezcla de espín del par de polarones y, por lo tanto, en la electroluminiscencia en presencia de la interacción espín-órbita59. El SOC hamiltoniano incluido en el hamiltoniano general se puede escribir como:

donde L, S son los operadores de momento angular orbital y de espín.

El cálculo muestra que la mitad del ancho a la mitad del máximo (HWHM) de la respuesta magnética aumenta con la fuerza SOC efectiva, ξin + ξcurv. Estimamos que la relación SOC efectiva de C70 sobre C60 es 0,77, lo que concuerda con la relación que se muestra en la Fig. 4a. La respuesta MEL a 60 K se muestra en la Fig. S8, donde se observó una respuesta MEL mucho más ruidosa debido a la electroluminiscencia más débil a temperaturas más altas (Fig. S6). No obstante, se estima que el ratio SOC efectivo es de aproximadamente 0,7. Esto está esencialmente de acuerdo con el estudio de las fortalezas del SOC mediante la respuesta de MR en válvulas giratorias basadas en fullereno (Fig. 4a). A temperaturas más altas, la comparación no es concluyente debido a la mayor relación ruido-señal de la respuesta MEL. Observamos que nuestro resultado contrasta con el cálculo teórico reciente, en el que el SOC causado por la curvatura en C60 está ausente mientras que el C70 tiene un SOC de curvatura grande. La razón es que la molécula C70 puede considerarse como un nanotubo corto cubierto por dos semiesferas que provoca una gran curvatura SOC en C7034. Observamos que la diferencia no puede provenir de los policristalitos de las películas, ya que las películas son en su mayoría amorfas (ver Fig. S1b). De hecho, el COS mucho mayor que el valor calculado en los nanotubos de carbono encontrado por Steele et al.36 sugiere que se debe realizar una corrección considerable de los cálculos teóricos del COS basados en la curvatura. La longitud de difusión de espín larga en los fullerenos sugiere que su fuerza SOC efectiva es más débil que la fuerza HFI normal en las OSEC. Esto está de acuerdo con la longitud de difusión de espín larga obtenida por Watanabe et al.25 donde el material solo tiene SOC intrínseco ya que el HFI se apaga26.

A continuación, mostramos que el efecto de interfaz de espín entre fullereno y Co podría desempeñar un papel importante en la distinción de la polarización de espín efectiva entre OSV basados en C60 y C70. Para comprender cualitativamente el efecto de la superficie de espín causado por la hibridación orbital en la interfaz, realizamos los cálculos DFT de primer principio de la absorción de orbitales de electrones en las interfaces C60/Co y C70/Co, donde se logra el contacto ideal entre las capas independientemente de la posible penetración de Co. Se consideró (consulte las Figuras S9 y 10, Información complementaria para más detalles). Las Figuras 5a, b muestran la estructura y la densidad de carga de diferentes isosuperficies de C60 en Co (111), respectivamente, mientras que las Figuras 5c, d muestran la estructura y la densidad de carga de diferentes isosuperficies de C70 en Co (111), respectivamente. Las barras de colores describen la magnitud de la diferencia de densidad de carga. El isovalor se establece en ±0,05 Å-3. La sensibilidad de los estados proviene del hecho de que este orbital tiene un lóbulo de densidad electrónica orientado perpendicular a la superficie de Co. Los estados que se derivan de los orbitales, que tienen colas largas a lo largo de la dirección z, contribuyen significativamente al transporte de túneles en comparación con los estados que se derivan de otros orbitales. La figura 5e muestra la polarización de espín de los electrones orbitales del cobalto en contacto con C70 (rojo) y C60 (negro). La polarización de espín de los electrones de Co en contacto con C60 es mucho mayor que la de aquellos en contacto con moléculas de C70. Esto significa que la interfaz de la interfaz C60/Co es mejor. De hecho, el cálculo explica nuestros resultados experimentales en diferentes superficies de hilado, a saber, C60/Co y C70/Co. Observamos que se descubrió que la función de trabajo de la superficie LSMO estudiada mediante espectroscopía de fotoemisión es sensible a los solventes orgánicos60, su polarización de espín podría verse potencialmente afectada por los solventes. Sin embargo, varios estudios en dispositivos espintrónicos demostraron que su interfaz y su cara de espín son muy robustas frente a reacciones mecánicas y químicas2,3,61. Además, se ha informado que LSMO es un buen inyector de agujeros en LED fabricados con polímeros6,7 y moléculas pequeñas62. Por lo tanto, la diferente polarización de espín efectiva entre los dispositivos debe provenir del contacto Co/fullereno.

( a ) Estructura y ( b ) isosuperficies de diferencia de densidad de carga de C60 en Co (111); (c) Estructura y (d) isosuperficies de diferencia de densidad de carga de C70 en Co (111). El isovalor se establece en ± 0,05 Å-3. (e) La polarización de espín de los electrones orbitales dz2 del cobalto en contacto con C70 (rojo) y C60 rojo (negro).

Hemos fabricado con éxito OSV a base de fullereno para estudiar la inyección de espín y el transporte de espín a través de películas amorfas C60 y C70. Descubrimos que la longitud de difusión del espín en C70 es considerablemente más larga que la de C60. Esto indica que su SOC efectivo y, por tanto, su SOC de curvatura es menor que el de C60. Esto fue confirmado por el estudio MEL de LED basados en fullereno. Además, la longitud de difusión del espín en los materiales es insensible a la temperatura. Finalmente, se descubrió que la polarización de espín efectiva en los OSV basados en C70 es menor que en los OSV basados en C60, lo que implica que tienen un efecto de interfaz de espín diferente. Esto se confirma mediante el cálculo del primer principio en el que la cara de espín causada por la hibridación de electrones orbitales en la interfaz cobalto/C70 es dominante, lo que provoca una polarización de espín efectiva más pequeña en la interfaz.

Los OSV se fabricaron utilizando fullerenos C60 o C70 como espaciadores intercalados entre LSMO (electrodo magnético inferior) y Co (electrodo magnético superior). El esquema del dispositivo se muestra en la Fig. 1a. Se cultivaron epitaxialmente películas de LSMO, con un espesor de ~50 nm y un área de 5 × 5 mm2, sobre sustratos de SrTiO3 orientados <100> a 750 °C utilizando la técnica de pulverización catódica con magnetrón, con flujos de Ar y O2 en una proporción de 1:1 en un presión 4 Pa. Posteriormente, las películas se recocieron a 800 ° C durante 2 horas en una atmósfera de flujo de O2 antes de enfriarlas lentamente a temperatura ambiente; la rugosidad promedio de LSMO es de aproximadamente 1,0 nm (ver Fig. S1 (a)). Posteriormente, se modelaron las películas de LSMO utilizando técnicas estándar de fotolitografía y grabado químico. Las películas de LSMO ya son estables frente a la oxidación; se pueden limpiar y reutilizar varias veces sin una degradación grave. El espaciador de fullereno se evaporó térmicamente usando un horno de evaporación orgánica con una velocidad de evaporación de 0,2 Å/s a una presión base de 2 × 10-7 torr; Se depositó un electrodo superior de cobalto de 15 nm (tapado con Al de 50 nm) sobre el espaciador fullenere usando una máscara de sombra. El área activa del dispositivo obtenida fue típicamente de aproximadamente 0,2 × 0,4 mm2. La fabricación de diodos emisores de luz de fullereno se inició a partir del modelado de un electrodo oxiado de indio y estaño (ITO), seguido de la fundición por rotación de la capa de transporte de orificios, PEDOT:PSS. La deposición de fullereno y metales se realizó con un procedimiento similar al de los OSV. Toda la fabricación se realizó en una caja de guantes de nitrógeno donde los niveles de oxígeno y agua son inferiores a 0,1 ppm. Finalmente, las OSV y los LED se montaron en el dedo frío de un refrigerador de ciclo cerrado cuya temperatura puede variar de 20 a 300 K. La RM se midió utilizando el método de las "cuatro sondas" en presencia de un campo magnético en el plano. hasta 3 kOe. La electroluminiscencia de los LED fue detectada por un fotodiodo de silicio mientras barría el campo magnético.

En el método MOKE de superficie, el haz reflejado por la muestra pasa por un divisor de haz polarizador Glan-Thompson, donde se separa en dos haces polarizados ortogonales que se enfocan mediante lentes en los diodos A y B de un puente de diodos. Las intensidades de luz en los diodos IA e IB y la señal diferencial IA-B se miden simultáneamente utilizando un amplificador lock-in. Una técnica de detección de puentes con polarización equilibrada anula la influencia del ruido de fondo. La magnetización de la película FM es proporcional a IA−B/(IA + IB).

Cómo citar este artículo: Liang, S. et al. Acoplamiento de órbita de giro mejorado por curvatura y efecto de interfaz de giro en válvulas de giro basadas en fullereno. Ciencia. Rep. 6, 19461; doi: 10.1038/srep19461 (2016).

Naber, WJM, Faez, S. y van der Wiel, WG Espintrónica orgánica. J. Física. D: Aplica. Física. 40, R205–R228 (2007).

ADS CAS Google Académico

Dediu, VA, Hueso, LE, Bergenti, I. & Taliani, C. Rutas de giro en semiconductores orgánicos. Nat. Madre. 8, 707–716 (2009).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Xiong, ZH, Wu, D., Vardeny, ZV y Shi, J. Magnetorresistencia gigante en válvulas de giro orgánicas. Naturaleza 427, 821–824 (2004).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Majumdar, S., Majumdar, HS, Laiho, R. y Osterbacka, R. Comparación de moléculas pequeñas y polímeros para futuras válvulas de giro orgánicas. J. Aleación. compd. 423, 169-171 (2006).

CAS Google Académico

Nguyen, TD y cols. Efecto isotópico en la respuesta al espín de películas y dispositivos de polímeros conjugados π. Nat. Madre. 9, 345–352 (2010).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Nguyen, TD, Ehrenfreund, E. y Vardeny, ZV Diodo emisor de luz polarizado por giro basado en una válvula de giro bipolar orgánica. Ciencia 337, 204–209 (2012).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Nguyen, TD, Ehrenfreund, E. y Vardeny, ZV El diodo emisor de luz orgánico polarizado por espín. Sintetizador. Reunió. 173, 16-21 (2013).

CAS Google Académico

Bergenti, I. et al. Películas transparentes de manganita como inyectores de orificios para diodos emisores de luz orgánicos. J. Lumin. 110, 384–388 (2004).

CAS Google Académico

Nguyen, TD, Ehrenfreund, E. y Vardeny, ZV El desarrollo de válvulas de giro orgánico de funcionamiento unipolar a bipolar. Boletín MRS 39, 585–589 (2014).

CAS Google Académico

Datta, S. & Das, B. Análogo electrónico del modulador electroóptico. Aplica. Física. Letón. 56, 665–667 (1990).

ADS CAS Google Académico

Barraud, C. y col. Desentrañar el papel de la interfaz para la inyección de espín en semiconductores orgánicos. Nat. Física. 6, 615–620 (2010).

CAS Google Académico

Sanvito, S. Espintrónica molecular: el auge de la ciencia spinterface. Nat. Física. 6, 562–564 (2010).

CAS Google Académico

Schulz, L. y col. Ingeniería de la propagación del espín a través de una interfaz híbrida orgánica/inorgánica utilizando una capa polar. Nat. Madre. 10, 39–44 (2011).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Steil, S. y col. Atrapamiento de electrones dependiente del espín en las caras del espín. Nat. Física. 9, 242–247 (2013).

CAS Google Académico

Djeghloul, F. y col. Observación directa de una superficie de espín orgánica altamente polarizada a temperatura ambiente. Ciencia. Rep. 3, 1272 (2013).

CAS PubMed Central PubMed Google Académico

Schwöbel, J. y col. Observación en el espacio real de orbitales moleculares con división de espín de imanes de una sola molécula adsorbidos. Nat. Com. 3, 953 (2012).

Anuncios Google Scholar

Çakır, D., Otálvaro, DM & Brocks, G. Desde interfaces polarizadas por espín hasta magnetorresistencia gigante en válvulas de espín orgánicas. Física. Rev. B 89, 115407 (2014).

Anuncios Google Scholar

Boehme, C. & Lupton, JM Una respuesta orgánica. Nat. Nano. 8, 612–615 (2013).

CAS Google Académico

Drew, AJ y cols. Medición directa de la longitud de difusión del espín electrónico en una válvula de espín orgánica completamente funcional mediante rotación de espín de muones de baja energía. Nat. Madre. 8, 109-114 (2009).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Jiang, SW y cols. Transporte de corriente de espín puro dominado por el intercambio en moléculas de Alq3. Física. Rev. Lett. 115, 086601 (2015).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Kawasugi, Y., Ujino, T. y Tada, H. Magnetorresistencia a temperatura ambiente en válvulas de giro orgánicas basadas en una aleación de Co2MnSi Heusler. Org. Electrón. 14, 3186–3189 (2013).

CAS Google Académico

Bobbert, PA, Wagemans, W., van Oost, FWA, Koopmans, B. y Wohlgenannt, M. Teoría de la difusión de espín en semiconductores orgánicos desordenados. Física. Rev. Lett. 102, 156604 (2009).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Yu, ZG, Ding, F. & Wang, H. Interacción hiperfina y sus efectos sobre la dinámica de espín en sólidos orgánicos. Física. Rev. B 87, 205446 (2013).

Anuncios Google Scholar

Ando, K., Watanabe, S., Mooser, S., Saitoh, E. y Sirringhaus, H. Convertidor de carga de espín orgánico procesado en solución. Nat. Madre. 12, 622–627 (2013).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Watanabe, S. y col. Transporte de corriente de espín polarón en semiconductores orgánicos. Nat. Física. 10, 308–313 (2014).

CAS Google Académico

Koopmans, B. Espintrónica orgánica: bombeo de espines a través de polímeros. Nat. Física. 10, 249–250 (2014).

CAS Google Académico

Nuccio, L. et al. Importancia de la interacción espín-órbita para la relajación del espín del electrón en semiconductores orgánicos. Física. Rev. Lett. 110, 216602 (2013).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Wang, F. y Vardeny, ZV Avances recientes en dispositivos orgánicos de válvulas giratorias. Sintetizador. Reunió. 160, 210–215 (2010).

CAS Google Académico

Lin, R. y col. Válvulas de giro orgánicas a base de fullereno C60. Sintetizador. Reunió. 161, 553–557 (2011).

CAS Google Académico

Zhang, X. y col. Observación de una gran longitud de transporte dependiente del giro en válvulas de giro orgánicas a temperatura ambiente. Nat. Comunitario. 4, 1392 (2013).

Anuncios PubMed Google Scholar

Gobbi, M., Golmar, F., Llopis, R., Casanova, F. & Hueso, LE Transporte de espín a temperatura ambiente en válvulas de espín basadas en C60. Adv. Madre. 23, 1609-1613 (2013).

Google Académico

Tran, TLA, Le, TQ, Sanderink, JGM, van der Wiel, WG y de Jong, MP El análogo de túnel de múltiples pasos del desajuste de conductividad en válvulas de giro orgánicas. Adv. Función. Madre. 22, 1180-1189 (2012).

CAS Google Académico

Nguyen, TD, Wang, F., Li, XG, Ehrenfreund, E. y Vardeny, ZV Difusión por giro en dispositivos basados en fullereno: efecto de morfología. Física. Rev. B 87, 075205 (2013).

Anuncios Google Scholar

Huertas-Hernando, D., Guinea, F. & Brataas, A. Acoplamiento de órbita de giro en grafeno curvo, fullereno, nanotubos y tapas de nanotubos. Física. Rev. B 74, 155426 (2006).

Anuncios Google Scholar

Gobbi, M. y col. Combinación C60/NiFe como plataforma prometedora para la espintrónica molecular. Org. Electrón. 13, 366–372 (2012).

CAS Google Académico

Steele, GA y cols. Gran acoplamiento de órbita de giro en nanotubos de carbono. Nat. Comunitario. 4, 1573 (2013).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Kuemmeth, F., Ilani, S., Ralph, DC y McEuen, PL Acoplamiento de espín y movimiento orbital de electrones en nanotubos de carbono. Naturaleza 452, 448–452 (2008).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Min, H. y col. Interacciones intrínsecas y de espín-órbita de Rashba en láminas de grafeno. Física. Rev. B 74, 165310 (2006).

Anuncios Google Scholar

Arbogast, JW & Foote, CS Propiedades fotofísicas del C70. Mermelada. Química. Soc. 113, 8886–8889 (1991).

CAS Google Académico

Poluektov, OG et al. Firmas de espín de aniones radicales fotogenerados en heterouniones masivas de polímero-[70] fullereno: espectroscopia EPR de alta frecuencia. J. Física. Química. B 114, 14426–14429 (2010).

CAS PubMed Google Académico

Morton, JR, Preston, KF y Negri, F. Los espectros EPR de FC60 y FC70. Química. Física. Letón. 221, 59–64 (1994).

ADS CAS Google Académico

Johnson, RC, Merrifield, RE, Avakian, P. & Flippen, RB Efectos de los campos magnéticos en la aniquilación mutua de excitones tripletes en cristales moleculares. Física. Rev. Lett. 19, 285–287 (1967).

ADS CAS Google Académico

Frankevich, EL et al. Efectos del campo magnético sobre la fotoluminiscencia en PPP. Investigación de la influencia de la longitud de la cadena y el grado de orden. Química. Física. Letón. 261, 545–550 (1996).

ADS CAS Google Académico

Kroto, HW, Heath, JR, O'Brien, SC, Curl, RF y Smalley, RE C60: buckminsterfullereno. Naturaleza 318, 162-163 (1985).

ADS CAS Google Académico

McKenzie, DR, Davis, CA, Cockayne, DJH, Muller, DA y Vassallo, AM La estructura de la molécula C70. Naturaleza 355, 622–624 (1992).

ADS CAS Google Académico

Wu, D., Xiong, ZH, Li, XG, Vardeny, ZV & Shi, J. Inyección de portadores dependientes del campo magnético en La2/3Sr1/3MnO3 e interfaces de semiconductores orgánicos. Física. Rev. Lett. 95, 016802 (2005).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Gil, W., Görlitz, D., Horisberger, M. & Kötzler, J. Anisotropía de magnetorresistencia de películas de cobalto policristalino: efectos de dominio y tamaño geométrico. Física. Rev. B 72, 134401 (2005).

Anuncios Google Scholar

Jiang, SW y cols. Fuerte dependencia de polarización asimétrica de la magnetorresistencia en válvulas de giro orgánicas: el papel de las interfaces ferromagnéticas/orgánicas. Nuevo J. Phys. 16, 013028 (2014).

Anuncios Google Scholar

De Teresa, JM et al. Magnetorresistencia de túnel inverso en Co/SrTiO3/La0.7Sr0.3MnO3: nuevas ideas sobre túneles polarizados por espín. Física. Rev. Lett. 82, 4288–4291 (1999).

ADS CAS Google Académico

Zhang, J. & White, RM Dependencia del voltaje de la magnetorresistencia en uniones de túneles dependientes del espín. J. Aplica. Física. 83, 6512–6514 (1998).

ADS CAS Google Académico

Wang, F. & Vardeny, ZV Válvulas de giro orgánico: los primeros dispositivos de espintrónica orgánica. J. de Mater. Química. 19, 1685-1690 (2009).

CAS Google Académico

Haddock, JN, Zhang, X., Domercq, B. & Kippelen, B. Transistores orgánicos de película delgada tipo n basados en fullereno. Org. Electrón. 6, 182–187 (2005).

CAS Google Académico

Yu, ZG Acoplamiento de órbita de giro, relajación de espín y difusión de espín en sólidos orgánicos. Física. Rev. Lett. 106, 106602 (2011).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Gimzewski, JK, Modesti, S., David, T. y Schlittler, RR Microscopía de efecto túnel de barrido de capas ordenadas de C60 y C70 en superficies de Au(111), Cu(111), Ag(110) y Au(110). J.vac. Ciencia. Tecnología. B 12, 1942-1946 (1994).

CAS Google Académico

Sachidanandam, R., Lubensky, TC y Harris, AB Dinámica fenomenológica de C70. Física. Rev. B 51, 12380–12397 (1995).

ADS CAS Google Académico

Heiney, PA y cols. Transición de ordenamiento orientativo en sólido C60. Física. Rev. Lett. 66, 2911–2914 (1991).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Grünewald, M. et al. Válvulas de giro orgánico vertical en campos magnéticos perpendiculares. Física. Rev. B 88, 085319 (2013).

Anuncios Google Scholar

Riminucci, A. y col. Falta el efecto Hanle en un dispositivo espintrónico orgánico prototípico. Aplica. Física. Letón. 102, 092407 (2013).

Anuncios Google Scholar

Ehrenfreund, E. & Vardeny, ZV Efectos del campo magnético sobre la conductancia y la electroluminiscencia en dispositivos orgánicos. isr. J. Chem 52, 552–562 (2012).

CAS Google Académico

Li, F. y col. Propiedades electrónicas y magnéticas de superficie modificada de películas delgadas de La0.6Sr0.4MnO3 para aplicaciones de espintrónica. J. Física. Química. C 115, 16947–16953 (2011).

CAS Google Académico

García, V. et al. Control ferroeléctrico de la polarización del espín. Ciencia 327, 1106-1110 (2010).

Anuncios CAS PubMed Google Scholar

Bergenti, I. et al. Electrodos polarizados por giro para diodos emisores de luz orgánicos. Org. Electrón. 5, 309–314 (2004).

CAS Google Académico

Descargar referencias

Reconocemos la útil discusión con los Profs. Hung Diep, Valy Vardeny y Huong Phan. Agradecemos al Sr. Pradip Basnet por ayudarnos con los espectros XRD. Este trabajo fue apoyado por fondos iniciales de la Universidad de Georgia y la Beca de Investigación de la Facultad (TN), MOST (Contratos Nos. 2010CB934401 y 2011YQ120053) y NSFC (Contrato No.11434014)(XFH) NSFC y NBRPC (Contratos Nos. 2012CB922003, XGL).

Liang Shiheng y Geng Rugang contribuyeron igualmente a este trabajo.

Departamento de Física y Astronomía, Universidad de Georgia, Atenas, 30602, Georgia, EE. UU.

Shiheng Liang, Rugang Geng, Ram Chandra Subedi y Tho Duc Nguyen

Laboratorio Estatal Clave de Magnetismo, Laboratorio Nacional de Física de la Materia Condensada de Beijing, Instituto de Física, Academia de Ciencias de China, 100190, Beijing, China

Baishun Yang y Xiufeng Han

Departamento de Física, Laboratorio Nacional de Ciencias Físicas a Microescala de Hefei, Universidad de Ciencia y Tecnología de China, Hefei 230026 y Centro de Innovación Colaborativa de Microestructuras Avanzadas, Universidad de Nanjing, 210093, Nanjing, China

Wenbo Zhao y Xiaoguang Li

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

SL, RG y RCS fueron responsables de las mediciones MOKE, la fabricación y mediciones de los dispositivos OLED y OSV; BY, XH y SL fueron los responsables del cálculo del DFT; WZ y XGL fueron responsables de cultivar y caracterizar los sustratos LSMO; TDN fue responsable de la planificación del proyecto, la gestión del grupo y la redacción del primer borrador.

Los autores no declaran tener intereses financieros en competencia.

Este trabajo está bajo una licencia Creative Commons Attribution 4.0 International. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en la línea de crédito; Si el material no está incluido bajo la licencia Creative Commons, los usuarios deberán obtener permiso del titular de la licencia para reproducir el material. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/

Reimpresiones y permisos

Liang, S., Geng, R., Yang, B. et al. Acoplamiento de órbita de giro mejorado por curvatura y efecto de interfaz de giro en válvulas de giro basadas en fullereno. Informe científico 6, 19461 (2016). https://doi.org/10.1038/srep19461

Descargar cita

Recibido: 26 de junio de 2015

Aceptado: 09 de diciembre de 2015

Publicado: 20 de enero de 2016

DOI: https://doi.org/10.1038/srep19461

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, actualmente no hay un enlace para compartir disponible para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenidos Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.