Inställd rumstemperaturferromagnet med järnoxid och grafenoxid nanokomposit | vetenskapliga rapporter

Inställd rumstemperaturferromagnet med järnoxid och grafenoxid nanokomposit | vetenskapliga rapporter

Anonim

ämnen

  • ferromagnetism
  • Informationslagring
  • Magnetiska egenskaper och material

Abstrakt

Magnetiska material har funnit bred tillämpning, allt från elektronik och minnen till medicin. Väsentligt för dessa framsteg är kontrollen av den magnetiska ordningen. Hittills har de flesta rumstemperaturapplikationer ett fast magnetiskt ögonblick vars orientering manipuleras för funktionalitet. Här demonstrerar vi en järnoxid- och grafenoxid-nanokompositbaserad anordning som fungerar som en inställbar ferromagnet vid rumstemperatur. Vi kan inte bara ställa in dess övergångstemperatur i ett brett temperaturområde runt rumstemperatur, utan magnetiseringen kan också ställas in från noll till 0, 011 A m 2 / kg genom en initialiseringsprocess med två lättillgängliga vred (magnetfält och elektrisk ström), varefter systemet behåller sina magnetiska egenskaper semi-permanent fram till nästa initieringsprocess. Vi konstruerar en teoretisk modell för att illustrera att denna inställbarhet härrör från en indirekt växelinteraktion medierad av spin-obalanserade elektroner inuti nanokompositen.

Introduktion

Att manipulera egenskaperna hos en ferromagnet med andra medel än magnetfält har haft en enorm inverkan på tekniken. Det mest framträdande exemplet på detta är vridmomentmekanismen som förutses av Slonczewski 1 och av Berger 2, i vilken en spinnpolariserad elektrisk ström överför vinkelmoment till ferromagneten och byter dess orientering. Magnetminnen baserade på denna mekanism (ST-MRAM) är redan kommersiellt tillgängliga, är icke-flyktiga, har bättre energieffektivitet och är lättare att skala till mindre enheter än de flesta konventionella minne 3 . Ett annat exempel är magnetoelektriska (eller multiferroiska) material 4, 5, 6 där magnetiseringen kan styras av ett elektriskt fält. För drift av rumstemperatur tillverkas magnetoelektriska material genom konstruktion av heterostrukturer som kombinerar ferroelektriska och ferromagnetiska material som är kopplade till en spänning vid deras gränssnitt. Sådana material kan också ha tillämpning i minne med låg latens. Ytterligare en lovande mekanism för att kontrollera ferromagnetiska egenskaper inkluderar kontroll av övergångstemperaturen för tunna ferromagnetiska filmer med ett elektriskt fält 7, 8, 9 - detta utnyttjar känsligheten hos magnetiska egenskaper för den elektroniska bärartätheten som är inställd av fälteffekten.

I detta arbete rapporterar vi om ett nanokompositmaterial som gör det möjligt att kontrollera dess magnetiska egenskaper på ett nytt sätt. Materialet (diskuteras i detalj nedan) är en nanokomposit av grafenoxid och järnoxid-nanopartiklar. Vi visar att med hjälp av en initialiseringsprocedur som involverar ett magnetfält och en spinnpolariserad elektrisk ström kan vi reglerbart ställa in magnetmomentet och övergångstemperaturen på ferromagneten som sedan förblir stabil även efter att strömmen och magnetfältet har stängts av. Funktion vid rumstemperatur ger detta ett exempel på ett system där magnetismen själv kan slås på eller av beroende på ström och magnetfält som appliceras under initialiseringssteget. Mekanismen förlitar sig på en elektronspinnobalans som genereras under initieringen, vilket ger upphov till en elektronmedierad ferromagnetisk koppling mellan järn-nanopartiklarna. Med utgångspunkt från en förenklad mikroskopisk Hamiltonian, visar vi teoretiskt att kopplingen verkligen är ferromagnetisk, och ger Monte Carlo-simuleringar för beroende av övergångstemperaturen på spin-obalans som överensstämmer med experimentella observationer. Denna förmåga att elektriskt stänga av och stänga av magnetiseringen kan möjliggöra applikationer i icke-flyktiga minnen med nya driftsätt och använda enkla bearbetningsbara material, liksom hybridanordningar som integrerar inställbara elektriska och magnetiska komponenter.

Anordningen består av en nanokomposit av delvis reducerad (mellan 18% och 20%) och mycket defekt grafenoxid 10 blandad med järnoxid (FeO / Fe3O4-komplex) nanopartiklar av kärnskalstruktur till vilken man fäster två fästade ferromagnetiska kobolt elektroder vars konfiguration drivs av ett externt magnetfält (se fig. 1). Nanopartiklarna är i en canted ferrimagnetisk alfas och har magnetiska ögonblick på cirka 3 till 5 μ B (och typisk diameter 6, 5–9, 5 nm) 11 . På rumstemperatur, på grund av deras lilla dimension, är nanopartiklarna i ett superparamagnetiskt tillstånd som har sitt magnetiska ögonblick termiskt vridande mellan deras två enkla axelriktningar. Grafenoxiden innehåller en hög koncentration av nanovoider, vakanser och adatomer som uppbär magnetiska moment som är ursprunget till det paramagnetiska svaret som observerats i grafenoxidarken 10 utan järnoxid-nanopartiklarna. Grafenoxiden reduceras delvis och således kan kolatomerna vars p z -orbitaler inte är passiverade betraktas som platser där elektroner kan lokalisera. Hoppningselektronerna som rör sig genom nanokompositen kan hoppa mellan dessa platser genom hoppning med varierande intervall - se kompletterande information.

Den grå rutan representerar nanokompositen, med de blå sfärerna som representerar järnoxid-nanopartiklarna och de bruna remsorna representerar de mycket defekta grafenoxidskikten. Nanokompositens tunna film placeras ovanpå ett kiseldioxidunderlag (i ljusblått). Två koboltferromagnetiska elektroder (gul) placeras ovanpå nanokompositen. För magnetiskt fält med noll, fästs dessa i en anti-parallell konfiguration av PtMn-lager (i rött).

Bild i full storlek

Blandningen är starkt störd: det finns nanopartiklar av olika storlekar och därmed olika magnetiska moment, vars position och lätta axelorientering är slumpmässig; de delvis reducerade grafenoxidflingorna är också slumpmässigt placerade och orienterade; alltså, ur en hoppelektronisk synvinkel, placeras platserna som den kan uppta slumpmässigt placerade med slumpmässiga energitillstånd på plats. Med hjälp av det yttre magnetfältet för att driva de två koboltelektrodernas magnetiska orientering kan en spinnobalans alstras i nanokompositens population av hoppande elektroner när en elektrisk ström flyter över enheten vid rumstemperatur (i hela texten hänvisar vi till detta som initieringsprocessen ). Källelektroden snurrpolariserar strömmen som kommer in i nanokompositen, medan dräneringselektroden fungerar som ett filter som tillåter elektroner med en snurrorientering att företrädesvis läcka ut nanokompositen. När elektroderna är i en anti-parallell (parallell) konfiguration genererar de (förstör) en spin-obalans i populationen av hoppande elektroner i systemet. Ett antiferromagnetiskt PtMn-skikt stiftar koboltelektrodernas magnetiska orientering via utbytesförspänning så att deras magnetisering endast vänds av ett tillräckligt starkt magnetfält.

Om ingen elektrisk ström går över enheten är nanokompositen paramagnetisk för alla testade temperaturer. Detta indikerar att nanokompositens magnetiska moment (både från järnoxid-nanopartiklarna och från den defekta grafenoxiden) är väsentligen oberoende. Nanokompositen förblir paramagnetisk när en snurr-opolariserad elektrisk ström passeras över den. Men med användning av ferromagnetiska elektroder för att injicera en spinnpolariserad ström i nanokompositen kan systemet göras att genomgå en ferromagnetisk övergång beroende på den speciella magnetiska konfigurationen för elektroderna. Av praktiskt intresse är det faktum att denna konfiguration kan styras av ett yttre magnetfält. Såsom visas i fig 2 utförs initialiseringen med två tillgängliga vred: en potentiell förspänning som driver en elektrisk ström som injiceras i nanokompositen genom två ferromagnetiska elektroder; och ett yttre magnetfält (med en storlek av tiotals mT) som driver elektrodernas magnetiska konfiguration. Dessa två vred bestämmer enhetens magnetiska egenskaper som förblir stabila så länge vi har uppmätt den (flera veckor) efter att den elektriska strömmen och magnetfältet har stängts av.

( a ) Magnetisering som en funktion av temperaturen för prover initialiserade med olika B ext . Övergångstemperaturen kan göras att variera från 276 K ( B ext = 0, 02 T) till 317 K ( B ext = 0, 04 T). ( b ) Kapacitansmätning för flera olika B ext som motsvarar distinkt elektrodkonfiguration (se text och fig 1 för detaljer).

Bild i full storlek

Vi hävdar nedan att den spinnpolariserade strömmen som injiceras i nanokompositen genererar en spinnobalans på populationen av hoppande elektroner i nanokompositen. Dessa spinnpolariserade hoppelektroner kopplar ihop de magnetiska stunderna hos järnoxid-nanopartiklarna (och grafenoxiden) effektivt genom en indirekt växelinteraktion som påminner om RKKY-interaktionen 12, 13, 14 . Styrkan hos denna interaktion beror på graden av spin-obalans i populationen av hoppande elektroner: en större spin-obalans ger upphov till en starkare interaktion. Den starkt ostörda nanokompositen innebär att störningsgenomsnittet för denna interaktion är exponentiellt dämpad och effektivt ferromagnetisk. Således kommer det effektivt att uppträda som ett oordnat antal Heisenberg-ögonblick som tvingas peka runt deras slumpmässigt orienterade enkla axel och ge upphov till magnetiska kluster som, beroende på initialiseringsprocessen , kan leda till lång räckvidd magnetisk ordning. I det följande kommer vi att visa steg för steg bevis och resonemang som leder till denna bild.

Vi diskuterar först enhetens spinnberoende elektroniska transportegenskaper. En elektrisk ström injicerades på anordningen genom de ferromagnetiska elektroderna medan ett yttre magnetfält applicerades på systemet för att driva konfigurationen för elektroderna. Vi har uppmätt enhetens elektriska motstånd medan vi gradvis har varierat magnetfältets styrka. Figur 3 (a) visar resultatet av en sådan mätning.

( a ) Enhetens elektriska motstånd i termer av B- ext . (b) Ferromagnetisk fästade elektroder svar på ett yttre magnetfält (botten) och en sprängning av resistensdata i samma fältområde (överst). Mätningar avslöjar två distinkta hopp i motstånd, ett motsvarar den jätte magnetoresistensen och den andra på grund av en ferromagnetisk övergång.

Bild i full storlek

Med början från elektroderna i en parallell konfiguration ( B ext = −0, 6 T) ökar vi först magnetfältet (framåt svep, svart kurva). På

T ökar motståndet orsakat av omkoppling av en elektrod som resulterar i en antiparallell konfiguration [se nedre panelen i fig. 3 (b)]. Detta är den välkända gigantiska magnetoresistenseffekten (GMR) 15, 16 förutom att våra höga resistensvärden antyder att vi befinner oss i det variabla området hoppningsregimet (VRH) snarare än det metalliska 17, 18 . Mer intressant är ett andra (och större) hopp i motståndet som uppstår när det inte sker någon förändring i elektrodens konfiguration (mellan pilens 2 och 3 i fig. 3). Detta andra hopp är relaterat till den ferromagnetiska övergången som är huvudresultatet av detta arbete. Ytterligare ökning av B ext, observerar vi sedan det förväntade fallet i motstånd (mellan pil 3 och 4) när den andra elektroden växlar orientering. Detta motsvarar både den vanliga GMR-effekten och förlusten av den spin-obalans som krävs för det ferromagnetiska tillståndet, vilket ger nanokompositen tillbaka till ett paramagnetiskt tillstånd. Exakt samma sekvens observeras för det bakåtgående svepet (röd kurva, märkt 5–8) där området 7 motsvarar området B- ext som vi finner ferromagnetism i nanokompositen.

För att undersöka ursprunget till denna effekt har vi testat enhetens magnetiska egenskaper efter att ha passerat en elektrisk ström genom den vid olika yttre magnetfält för att initialisera den. Vi har kontrollerat att när magnetfältet är sådant att provmotståndet är litet [dvs det är antingen B ext <0, 02 T eller B ext > 0, 05 T - se Fig. 3 (a)], är nanokompositen paramagnetisk. Emellertid, när initialiseringsprocessen utförs med ett yttre magnetfält inom området för högt provmotstånd (dvs. B ext ∈ [0, 02, 0, 05] T), visar sig nanokompositen vara i ett ferromagnetiskt tillstånd. Detta bekräftar att de vassa hopp i anordningens elektriska motstånd är relaterade till den ferromagnetiska övergången som inträffar i nanokompositen. Observera att orienteringen av elektroderna är nödvändig för denna övergång, eftersom den endast sker när de är inriktade. Som nämnts tidigare genereras en stark spinnobalans i populationen av hoppande elektroner endast för anti-parallella elektrodernas konfiguration.

Kapacitans är ett direkt mått på den spin-obalans som genereras i nanokompositen. När enheten är i den anti-parallella konfigurationen ökar den uppmätta kapaciteten med ökande magnetfält [se fig. 2 (b)]. Toppkapacitansen ökar från 2 nF vid B ext ≈ 0, 02 T till 9 nF när det applicerade fältet är B ext ≈ 0, 04 T. Ytterligare ökning av B ext ledde inte till en märkbar förändring av toppkapacitansvärdet. Däremot, när enheten är i sin parallella konfiguration, är den uppmätta kapaciteten alltid en eller två storleksordningar mindre än den som uppmättes för anti-parallella elektrodernas konfiguration.

Jämförelsen mellan kapacitansen och magnetiseringsmätningarna indikerar att nanokompositen blir ferromagnetisk vid rumstemperatur varje gång kapacitansen ökar över ett kritiskt värde på 6 nF. Den kraftiga minskningen av kapacitansen när avloppselektroden är omvänd vid B ext ≈ 0, 05 T bekräftar den intuitiva bilden att de instängda spinnpolariserade laddningarna släpps när elektroderna blir parallella. Dessutom bekräftar det faktum att systemet övergår till det paramagnetiska tillståndet att det är spin-obalansen som styr nanokompositens magnetiska tillstånd.

Slutligen mättes temperaturberoendet av magnetisering för flera prover initialiserade under olika magnetfält - se fig 2 (a). Övergångstemperaturen ( Tb ) observerades påverkas starkt av nanokompositens spin-obalans, vilket indikeras av provets kapacitans: när kapacitansen är 9 nF, Tb-317 K; Tb minskar till 309 K och 276 K när kapacitansen minskar till 6 nF respektive 2 nF; när kapacitansen är

ingen ferromagnetisk ordning observeras även när temperaturen sänks till 10 K. Fig. 2 visar tydligt att de två externa vred som är närvarande under initieringsprocessen ( B ext och V ext ) kontrollerar spin-obalansen i populationen av hoppande elektroner i nanokomposit och systemets magnetiska egenskaper.

För att förstå denna ferromagnetiska övergång beräknar vi först den direkta magnetostatiska interaktionen mellan järnoxid-nanopartiklarna. Vi finner att detta är flera storleksordningar som är mindre än k B T- rummet, vilket antyder att det kan uteslutas som magnetismens ursprung i detta system. Detta förklarar varför systemet alltid förblir paramagnetiskt när ingen ström passeras genom det. Dessutom är de lokaliserade elektronstillstånden nödvändiga för att förklara ferromagnetismens ursprung, eftersom ingen ferromagnetism observeras i experiment utan den delvis reducerade grafenoxiden, t.ex. när den ersätts med mycket ledande grafen eller starkt reducerad grafenoxid.

Nästa logiska steg är att inkludera en Zeeman-liknande koppling mellan hoppelektronerna och järnoxid-nanopartiklarna. Detta kommer att ge upphov till en effektiv interaktion mellan nanopartiklarna medierade av havet av spin-polariserade hoppelektroner [utan spinnobalans, detta påminner om den välkända Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida (RKKY) interaktion 12, 13, 14 ]. I princip kommer en elektron i närheten av en nanopartikel att behålla information om dess orientering som sedan kommer att ses av de andra nanopartiklarna. Uppskattningar av storleken på denna koppling visar sig vara svåra på grund av osäkerheter i flera parametrar i systemet. Men rimliga uppskattningar för materialparametrar (se kompletterande information) antyder att energiskalan för dessa medierade interaktioner kan vara i storleksordningen kB T- rum . Detta är därför den mest troliga förklaringen till de observerade fenomenen. I det följande tar vi J 0 som skalan på kopplingen mellan hoppelektronen och nanopartikeln. Detta kommer att vara en inmatning i de teoretiska beräkningarna.

Med en sådan mekanism i åtanke kan vi skriva en effektiv mikroskopisk Hamiltonian som styr ett system med hoppande elektroner med snurr och lokala magnetiska järnoxidmoment. Vi använder Ising-moment för modellen och tror inte att beteendet skulle vara kvalitativt annorlunda för ett annat val - se kompletterande information. Hamiltonian läser

där det

(

) står för den del som reglerar fria elektroner (Ising-momenter), H e - e ( H M - M ) står för den del som innehåller elektron-elektroninteraktioner (dipol-dipol-interaktioner), medan H e - M står för den del som innehåller Zeeman-interaktion mellan hoppande elektroner och Ising-stunder. I det följande lägger vi villkoren åt sidan

och

, inte relevant för följande beräkningar, och för enkelhets skull bortser från termen H e - e . Efter andan i RKKY 12, 13, 14- interaktion, med tanke på termer i H som vänder hoppelektronernas snurr och använder flera förenklingar i beräkningen (se kompletterande information), finner man att integrering av hoppelektronernas grader av frihet ger upphov till följande effektiva Hamiltonian för Ising-ögonblicken (se kompletterande information)

där M α står för det magnetiska ögonblicket som indexeras av α (uttryckt i termer av Bohr-magnetoner, M α = μ B m α λ α , med λ α = ± 1), står r αp för avståndet mellan de två magnetiska momenten indexerade av a och β , konstanten K läser K ≡ J 0 μ 0 μ B A , medan n σ står för den genomsnittliga densiteten för hoppningselektroner med snurr σ = +, -. Den första termen fungerar därför på varje Ising-ögonblick som ett effektivt magnetfält som genereras av molnet av spin-obalanserade hoppelektroner. Den andra termen är en lokal indirekt utbytesinteraktionsterm mellan olika Ising-stunder, med den RKKY-liknande utbytesparametern J ( r , n +, n - ) som ges av

var

och

ges av

I ovanstående ekvation fungerar funktionerna

,

,

och

läsa

där vi har definierat

. I dessa uttryck står μ 0 ( μ B ) för vakuumtillståndet (Bohr-magneton), m * för den effektiva massan för den fritt hoppande elektrongas, medan A ( B ) står för amplituden för en elektron med spinnstillstånd σ att ha dess snurr oförändrad (vänd) när man interagerar med en nanopartikel.

Från Fig. 2 (b) uppskattar vi provets genomsnittliga elektroniska tätheter, n ±, och finner att de vanligtvis är små så att interaktioner mellan grannar i allmänhet är ferromagnetiska - se kompletterande information. Antar det

sedan drar vi slutsatsen att J ( r , n +, n - ) är minimal för noll-obalans, växer med ökande spinn-obalans - se Fig. 4 (a). Detta är i motsats till det typiska RKKY-resultatet där inga spinnflikar i elektronerna beaktas. Vårt analytiska resultat förklarar hur den ferromagnetiska kopplingen ökar med spin-obalans och förklarar den experimentella observationen att magnetiseringen försvinner utan spin-obalansen och ökar med större spin-obalans.

( a ) Plott av den oscillerande delen av utbytesparametern [se ekvation (3)] för flera avstånd mellan nanopartiklar. Den konstant C som delar J osc är den ledande faktorn i ekvation (3). Vi plottar både fallet där ingen elektroniska snurvippor är tillåtna (streckade kurvor) och fallet där dessa är tillåtna (fullständiga kurvor). ( b ) Magnetisering med avseende på temperaturen för olika styrkor hos den indirekta växlingskopplingen. ( c ) Jämförelse mellan den experimentella och teoretiska blockeringstemperaturen i termer av styrkan hos spin-obalansen (de använda teoretiska anpassningsparametrarna var JO = 2, 2 × 10 6 och ξ = 5 nm). Monte Carlo-resultaten från panelerna (b) och (c) erhölls för simuleringar (med 79507 Ising-ögonblick) med utgångspunkt från ett mycket ordnat tillstånd (se kompletterande information) som använder Metropolis-algoritmen. De utforskar fasutrymmeområdet i närheten av det globala energiminimet och indikerar att systemet kan visa långsiktigt ordning om klusterna initialt är inriktade med ett yttre magnetfält.

Bild i full storlek

Stark störning undertrycker exponentiellt det typiska värdet för RKKY-interaktionen 19, 20, 21 som J ( r , n +, n - ) → J ( r , n +, n - ) e - r / ξ , där i det metalliska fallet ξ är elektronens genomsnittliga fria väg. Eftersom vårt system är starkt ostört bör be vara litet, och det exponentiella undertrycket dödar i huvudsak alla längre interaktioner, så att de enda relevanta interaktionerna i vårt system är de som är jämförbara med de första grannarna. Därför är alla relevanta interaktioner ferromagnetiska. För att jämföra med experimentet tar vi ξ att vara en passande parameter som kan jämföras med avståndet mellan nanopartiklarna.

De experimentella resultaten tyder starkt på att den första ordningen i ekvation (2) är irrelevant jämfört med den andra ordningen (se kompletterande information). Detta är perfekt kompatibelt med den teoretiska modellen trots att den effektiva Hamiltonian - se ekvation (2) - kommer från en serieutvidgning på interaktionen mellan elektron och nanopartiklar. Den relativa storleken på den effektiva Hamiltonians första och andra ordningsterminer bestäms av de externa parametrarna ( n + - n -, ξ , J 0, m *, A och B ) snarare än av expansionsparametern. Parametrarna som användes för att erhålla resultaten i fig. 4 ger en andra ordningsterm som är åtminstone en storleksordning större än den första ordningen, för området spinnobalanser uppskattade från de experimentella resultaten. Följaktligen beaktades endast den andra ordningstiden vid Monte Carlo-simuleringarna.

För typiska värden på ξ ger den exponentiellt dämpade kopplingen orden till systemet i magnetiska kluster som samverkar svagt mellan sig. Vid minskande temperatur börjar de magnetiska momenten i varje kluster att anpassas, varvid olika kluster gör det vid något distinkta temperaturer. Eftersom kluster interagerar svagt kommer individuella kluster i allmänhet att ha olika magnetiseringsriktningar. Som en följd av detta bör systemet i allmänhet inte ha en långsiktig ordning när temperaturen sänks under blockeringstemperaturen Tb och detta bekräftas i våra Monte Carlo-simuleringar - se kompletterande information. På samma sätt, om vi förblir vid en fast temperatur medan vi aktiverar växelinteraktionen (genom att generera en spinnobalans i systemet), bör man inte följa ordningen för lång räckvidd i systemet. Men om vi börjar från ett ordnat tillstånd genererat, till exempel genom att applicera ett yttre magnetfält när spin-obalansen genereras (som görs i experimentet), bör långsiktig ordning observeras sedan de nästan oberoende klusterna var från början inriktade på det yttre magnetfältet. Detta observeras i vårt system: om inget magnetfält appliceras på enheten medan strömmen flyter över den observeras ingen magnetisering (se kompletterande information för en detaljerad diskussion). I fig. 4 visar vi att när man startar från ett ordnat tillstånd, visar Metropolis Monte Carlo-simuleringar en övergång mellan ett ordnat och ett oroligt tillstånd vid temperaturvariation. Dess blockeringstemperatur beror på storleken på det indirekta utbytet, som vi har visat är beroende av spinnobalansen hos hoppande elektroner.

Sammanfattningsvis har vi demonstrerat en inställbar magnet där järnoxid- och grafenoxid-nanokomposit genomgår en paramagnetisk till ferromagnetisk övergång när en kritisk koncentration av spin-polariserade elektroner fångas in i nanokompositen så att de kan generera en tillräckligt stark indirekt växlingskoppling mellan angränsande järn-nanopartiklar. Detta ferromagnetiska tillstånd är kontrollerbart genom att ställa in spinnobalansen hos hoppande elektroner genom det yttre magnetfältet och den potentiella förspänningen som driver strömmen över enheten under dess initialiseringsprocess . Dessutom är detta tillstånd reversibelt genom eliminering av spin-obalansen, i vilket fall nanokomposit övergår tillbaka till ett paramagnetiskt tillstånd. Sådana konstgjorda kompositmaterial med lätt bearbetbara komponenter och mycket inställbara magnetiska / transportegenskaper öppnar dörrar mot konstruktion av högpresterande datalagring och spintronic-enheter som arbetar vid rumstemperatur.

metoder

Grafenoxid syntetiserades baserat på Hummers-metoden. Grafitflingor (3, 0 g) omrördes i isbad. Natriumnitrat (3, 0 g) och koncentrerad svavelsyra (135 ml) tillsattes i den rundbundna kolven. Därefter tillsattes kaliumpermanganat (18 g) långsamt under 2 timmar. När blandningen är homogen överfördes lösningen till 35 C oljebad och omrördes i ytterligare 1 timme. En tjock pasta bildades och avjoniserat (DI) vatten (240 ml) tillsattes. Blandningen omrördes under 1 timme när temperaturen ökades till 90 ° C. Avjoniserat vatten (600 ml) tillsattes, följt av långsam tillsats av 30% väteperoxid (18 ml) lösning. Färgen på suspensionen ändrades från brun till gul. Suspensionen filtrerades och tvättades med 3% HCl-lösning. Därefter centrifugerades och dekanterades sedan tills supernatantens pH är 7. Den producerade grafenoxiden dispergerades i 750 ml DI-vatten i en koncentration av 0, 6 mg / ml-1. 3 g NaOH-platta tillsattes i grafenoxidlösning (0, 1 mol / L). Blandningen återloppskokades i en rundbottnad kolv under konstant magnetisk omrörning under 1 timme. Därefter separerades den baserade behandlade GO genom centrifugering vid 13000 rpm. Därefter centrifugerades och dekanterades sedan tills supernatantens pH är 7. Järnoxid-nanopartiklarna tillsattes sedan till lösningen och dispergerades med applicering av ultraljud i 30 sekunder innan lösningen snurrades på ett kiseldioxidunderlag med en hastighet på 8000 varv per minut under 30 sekunder. Vi upprepade denna spinnbeläggningsprocess tre gånger innan vi termiskt reducerade nanokompositen genom att applicera en temperatur på 340 K under 15 minuter. Koboltelektroder som var 10 nm tjocka och 200 nm från varandra avsattes sedan på nanokompositen. 20 nm PtMn avsattes sedan på en av koboltelektroderna och kyldes långsamt ned medan ett yttre magnetfält på 0, 1 T applicerades. Detta upprepas för den andra koboltelektroden men med det yttre magnetfältet applicerat i motsatt riktning. IV-mätningar gjordes efter att två prober anslutits till de två elektroderna med hjälp av ett KEITHLEY Semiconductor Characterization System med spänning som varierade från 0 till 5 V. Magnetfältet genererades med hjälp av en DEXTER justerbar polelektromagnet (modell # 1607037) och varierades från 0 T till 0, 6 T för varje IV-mätning. VRH-data erhållna från Quantum Design Physical Property Measuring System (PPMS) mätningar där det elektriska motståndet mäts med en fast magnetfältstyrka och temperaturen minskas gradvis med intervaller på 5 K från 298 K till 210 K under en konstant applicerad spänning på 0, 5 V. PPMS används också för att mäta förändringen i elektriskt motstånd vid en fast temperatur men under varierande magnetfältstyrkor från 0 till 0, 06 T. Den magnetiska karakteriseringen av anordningen görs av en superledande kvantitetsinterferensanordning (SQUID) magnetometer.

För att undersöka den magnetiska beställningen av den 3D-störda Ising-modellen som härrör från integrationen av de elektroniska frihetsgraderna, har vi utfört Monte Carlo-simuleringar med vår egen implementering av Metropolis enda spin-flip-algoritm 22 och Wolfs klusteralgoritm 23 .

Kompletterande information

PDF-filer

  1. 1.

    Kompletterande information

kommentarer

Genom att skicka en kommentar samtycker du till att följa våra villkor och gemenskapsriktlinjer. Om du finner något missbruk eller som inte överensstämmer med våra villkor eller riktlinjer ska du markera det som olämpligt.