Fe掺杂SiC纳米管的电子结构和磁性

中国科学: 物理学 力学 天文学
2010年 第40卷 第4期: 425 ~ 432 SCIENTIA SINICA Phys, Mech & Astron
引用格式: 张威虎, 张富春, 张志勇, 等. Fe 掺杂SiC 纳米管的电子结构和磁性. 中国科学: 物理学 力学 天文学, 2010, 40: 425 ~ 432
《中国科学》杂志社
SCIENCE CHINA PRESS
论 文
Fe 掺杂SiC 纳米管的电子结构和磁性
张威虎
①②③
, 张富春③
, 张志勇④
*, 吕淑媛⑤
, 杨延宁③
① 中国科学院西安光学精密机械研究所, 西安 710068; ② 中国科学院研究生院, 北京 100039; ③ 延安大学物理与电子信息学院, 延安 716000; ④ 西北大学信息科学与技术学院, 西安 710127; ⑤ 西安邮电学院电信系, 西安 710061
*联系人, E-mail: zhangzy@, zhangfuchun72@
收稿日期: 2009-12-01; 接受日期: 2010-02-05
国家自然科学基金(批准号: 60976069)、陕西省教育厅科研基金(编号: 08Jk487)、延安市专项科研基金(编号: 2008Kg-08, 2008Ks-29)和延安大学重点扶持学科资助项目
摘要 采用基于密度泛函理论框架下的第一性原理方法, 在局域自旋密度近似下, 系统研究了Fe 掺杂SiC 纳米管电子结构和磁性. 计算结果显示用Fe 替代C 时SiC 纳米管显示反铁磁性, 而Fe 替代Si 却出现铁磁性特征, 是一种半金属磁性材料. 形成能计算结果显示铁磁性结构比反铁磁性结构低3.2 eV, Fe 原子更容易替代Si 原子, 两种掺杂的基态都诱发了自旋极化现象. 同时, 掺杂的Fe 原子都向管外发生了一定的弛豫, Fe 替代C 掺杂发生了较大的几何畸变, 但掺杂并未破坏SiC 纳米管整体几何结构. 能带结构和态密度计算显示在费米能级附近出现了更多弥散的能级分布, 特别是Fe 替代Si 出现了明显的自旋劈裂现象, 发生了强烈的p-d 杂化效应, 自旋电子态密度的计算结果揭示磁矩主要来源于Fe 原子未成对3d 电子的贡献. 这些结果表明过渡金属掺杂SiC 纳米管也许是一种很有前途的磁性材料. 关键词 碳化硅, 纳米管, 第一性原理, 掺杂, 磁学性质 PACS: 75.75.+a, 71.15.Mb, 73.22.f, 71.70.Ei
自从1991年C 纳米管发现以来[1], 理论和实验研究均证实了碳纳米管具有奇特而丰富的性能. C 纳米管所具有的纳米尺度管状结构特征和优异的物理、化学、光学和磁学特性, 使其在凝聚态物理和纳米材料领域具有广阔的应用前景[2~4]. 近年来科学家在研究与C 60相关的聚合物时发现了奇特的室温铁磁现象[5], 这一发现激起了人们对基于C 材料为基材的纳米管磁学性能的研究. Zhang 等人[6]和Dag 等人[7]研究了过渡金属原子与单壁C 纳米管之间的相互作用, 结果发现在电子结构和磁学属性方面发生了极大的变化,
出现了明显的自旋极化现象; Hiura 等人[8]研究了过渡金属掺杂Si 笼団簇的电学、磁学和光学性能; Singh 等人[9]探讨了过渡金属掺杂Si 纳米管的几何结构、电子结构和磁学性能, 他们都发现过渡金属可以稳定的掺杂于这些纳米结构材料中, 同时, 可以通过改变过渡金属原子种类达到调整材料的电子结构和磁学属性的目的. 但是这类单元素C 和Si 纳米管的电子属性强烈依赖于它们的手性特征, 而且在生长过程中精确控制其手性和直径也是非常困难的. 近年来, 各国科研工作者已陆续合成了对手性特征并不敏
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感的其他类型的纳米管, 如BN, GaN, SiC和ZnO 等纳米管. 作为第三代宽禁带半导体材料的SiC, 由于其具有宽带隙、高饱和电子迁移率、大临界击穿场强、高热导率、强抗辐射能力等优点, 现已在高温、高压、高频、大功率等领域得到广泛的应用[10]. 特别是近年来科学家们致力于SiC低维纳米结构材料的制备和研究, 一方面是由于SiC低维纳米材料具有比体材料更大的长径比和高的比表面积; 另一方面是大量理论和实验研究显示SiC纳米管低维结构材料具有稳定的低能态, 具有比碳纳米管更稳定的电学、磁学和化学属性, 使其在航空领域、微电子领域、光电子领域和其他特殊环境方面具有更多的潜在应用前景[11~15].
最近, Zhao等人[16]人研究了过渡金属在SiC纳米管的吸附机理, 研究显示一系列过渡金属都可以稳定的吸附于SiC表面的不同位置, 并且吸附后明显改变了SiC纳米管的物理属性, 有望在自旋电子器件、催化、储氢等方面到广泛应用. Alam等人[17]也研究了Fe原子包覆和吸附于扶椅型SiC纳米管的三种不同构型, 研究结果发现三种构型都可以稳定的存在, 具有强烈的位置依赖性, 另外, 他们的研究还发现三种构型都具有大的基态自旋磁矩, 这些结果都说明Fe 包覆和吸附于SiC纳米管有可能在自旋电子器件方面得到应用, 但对于过渡金属在SiC纳米管中的替代掺杂研究目前为止还未见报道. 一般地, 实验上可以通过偏压控制技术利用扫描隧道显微镜方便地实现原子之间的替代掺杂[18]. 为了从理论上进一步说明过渡金属与SiC纳米管之间的相互作用机理, 本文采用基于自旋极化的第一性原理分析研究Fe掺杂SiC 的几何结构、电子结构和磁学性质. 通过对比研究Fe 替代Si位掺杂和Fe替代C位掺杂的异同, 揭示过渡金属原子在SiC纳米管中的掺杂机制, 以期为设计和制备高居里温度的低维稀磁半导体材料和开发新型自旋电子器件提供实验和理论指导.
1 模型构建与计算方法
1.1 模型构建
SiC纳米管的理论模型是在纤锌矿SiC 6×6×3超胞(如图1(a)所示)的基础上, 沿图中虚线截取掉虚线外和虚线内的所有原子, 构建如图1(c)所示的中空多边形圆柱状(6,0) SiC纳米纳管超胞, 纳米管超胞中包含72个原子(Si36C36). 在优化过程中为了避免周期性SiC纳米管之间的相互作用对计算精度的影响, 我们
选择将整个SiC纳米管置于沿[1010]和[0110]方向的10 Å真空环境中, 而沿[0001]方向的SiC纳米管保持周期性结构, 具体模型如图1(b)所示. 为了研究Fe原子掺杂SiC纳米管的电子结构和磁性机理, 我们考虑了Fe原子替代SiC纳米管超胞中的一个Si原子和一个C原子, 对应掺杂浓度为2.78%.
图1 SiC纳米管模型和优化结果
(a) 纤锌矿SiC晶体6×6×3超胞模型; (b) SiC纳米管超胞模型; (c) 截取的SiC纳米管模型; (d) 优化后的SiC纳米管结构; (e) Fe替代C优化后的SiC纳米管结构; (f) Fe替代Si优化后的 SiC纳米管
结构
1.2 计算方法
模型中所有的计算工作都是由Material Studio 4.4中的CASTEP(Cambridge Serial Total Energy Package)软件包完成的[19]. CASTEP 软件[13]是一个基于密度泛函方法的量子力学程序: 利用总能量平面波赝势方法, 将离子势用赝势替代, 电子波函数通过平面波基组展开, 电子-电子相互作用的交换和相关势由局域密度近似(Local Density Approximation,
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LDA)或广义梯度近似(General Gradient Approxima- tion, GGA)进行校正, 它是目前材料科学计算中使用非常广泛的电子结构计算方法. 2 结果与讨论
2.1 Fe掺杂SiC纳米管的结构性质
计算过程中电子与电子之间的相互作用势函数采用LDA修正来处理交换关联能部分, 电子波函数通过平面波基矢组扩展. 为尽量减少平面波基矢个数, 本文采用超软赝势来描述离子实与价电子之间的相互作用势, 选取各原子的价电子组态分别为: Si-3s23p2, C-2s22p2, Fe-3d64s2. 在倒易空间中, 平面波截断能量E cut=420 eV, 迭代过程中的自洽收敛精度为 1×10−6 eV, 原子间的相互作用力收敛标准为0.1 eV/nm, 原子的最大位移收敛标准为1×10−4 nm, 内应力不大于0.1 GPa, Brillouin积分采取1×1×24的特殊K点对全Brillouin求和, 快速Fourier变换 (Fast Fourier Transform, FFT)为24×24×24, 能量计算均在倒易空间中进行. 所有计算工作都在SGI350工作站上完成.
首先我们优化了未掺杂Fe原子的(6,0)型SiC纳米管, 优化后的结构如图1(d)所示, 从图中可以看出多边形的锯齿型(6,0)型SiC纳米管变为与C纳米管一样的圆柱形管状结构, 理论结果表明这样的锯齿型SiC纳米管是可以稳定的存在. 图1(e)和(f)是Fe原子分别替代一个C和一个Si原子后的优化结果, 图中显示无论Fe原子替代(6,0)型SiC纳米管中的C原子还是Si原子, 优化后局域对称性都发生了明显的变化, Fe替代C后在Fe原子周围发生了明显的局部几何畸变, 而Fe替代Si只发生了微小的变化, 这主要是由于Fe的原子半径与C的原子半径相差较大、与Si的原子半径相差较小的原因造成的, 但无论何种替代都未改变SiC纳米管整体的管状结构. 为了更进一步说明掺杂的变化细节和健合特征, 图2(a)~(d)以
图2 Fe 掺杂SiC纳米管局部几何优化结果
黑色原子为Fe, 白色为Si, 黑灰色是C; (a) Fe替代C未优化的(6,0)型SiC纳米管局部图; (b) Fe替代C优化后的(6,0) SiC型纳米管局部图; (c) Fe替代Si未优化的(6,0)型SiC纳米管局部图; (d) Fe替代Si优化后的(6,0)型SiC纳米管局部图
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键角、布局分布、磁矩和形成能. 在这里, 具体形成能的计算我们采用了如下的公式:
form total SiCNT Si/C Fe +,E E E NE NE =−− 其中 , total ,E SiCNT E Si/C E , Fe E 和N 分别为Fe 掺杂(6,0)型SiC 纳米管、(6,0)型SiC 纳米管的能量和Si 原子, C 原子, Fe 原子的化学势, 由于计算时采用了一个Fe 原子替代其中的一个C 或者Si 原子, 因此我们取N =1.
从图1(e), 图2(a)~(b)和表1可以看出, 当Fe 原子替代C 原子时, Fe 原子向管壁外弛豫了0.82 Å, 与近邻的三个Si 原子形成了三角锥形四面体结构, 两个相等的Si —Fe 键(Fe1—Si15, Fe1—Si20)的键长是2.163 Å, 比未优化时的键长增加了约0.38 Å, Fe1—Si5键长为2.059 Å, 比未掺杂时增加了0.31 Å, 而次近邻的Si —C 键的键长从表1可以看出只发生了微小的变化, 键长约增加0.02 Å, 由于优化后Fe —Si 键形成了三角锥形四面体结构, 键角都变为87°左右. 另外, 从表1的布局分布可以看出, Fe —Si 原子形成了较强的共价键, 次近邻的Si —C 原子共价键却明显增强, 这主要是由于Fe 原子半径较C 原子半径大很多, 造成Fe 原子周围局域对称性降低, 键的稳定性下降. 计算得到的Fe 替代C 原子的形成能是9.46 eV. 对于Fe 替代Si 原子, Fe 原子向管壁外只弛豫了0.09 Å, Fe —C 键长也只增加了0.02~0.03 Å, 键角增大约2°, 计算得到的形成能为6.26 eV, 具体如图2(c)~(d)和表1所示. 根据上面计算得到的形成能, 我们可以预测Fe 原子更容易替代Si 原子, 但两种替代情况都没有改变原有SiC 纳米管的结构, 都可稳定地存在. 对于两种替代情况, 从表2的计算结果可以看出, 系统的基态都发生了自旋极化现象, Fe 替代C 的总体磁矩 只有0.11μB , 其主要来源于Fe 原子的贡献, 近邻Si 原子具有微弱的贡献; 但Fe 替代Si 的总体磁矩达到了2.01μB , 近邻和次近邻的Si 和C 原子都有部分的贡献.
2.2 Fe 掺杂SiC 纳米管的磁性
图3(a)~(e)为纯的(6,0) SiC 纳米管和Fe 掺杂SiC 纳米管的能带结构图. 从图3(a)可以看出, 纯的SiC 纳米管是一直接带隙半导体材料, 导带底和价带顶都位于布里渊区Γ点, 带隙是1.24 eV, 我们也对这种纯的SiC 纳米管进行了自旋极化计算, 结果发现没有任何的自旋极化现象出现, 表明纯的SiC 纳米管是没
表1 Fe 掺杂SiC 纳米管体系中Fe 原子周围局部布局分布和健长
键序 布局分布 键长(Å) 形成能(eV)
键序 布局分布 键长(Å) 形成能(eV) Fe1—Si5 0.41 2.05890 C4—Fe1 0.46 1.80599 Fe1—Si15 0.40 2.16346 C5—Fe1 0.46 1.80665 Fe1—Si20 0.41 2.16317 C15—Fe1 0.47 1.75300 C3—Si5 0.80 1.80934
C4—Si4 0.97 1.75816 C4—Si15 0.86 1.78501
C4—Si13 0.94 1.79089 C7—Si5 0.78 1.80921 C5—Si5 0.97 1.75806 C8—Si20 0.85 1.78526 C5—Si19 0.94 1.79052 C14—Si15 0.80 1.76889 C15—Si15 0.96 1.80982 Fe 替 代 C C19—Si20
0.80 1.76877
9.46 Fe 替 代 Si
C15—Si16
0.96 1.80916
6.26 表2 Fe 掺杂SiC 纳米管体系中Fe 原子最近邻、次近邻C 和Si 原子的磁矩分布
原子序号 磁矩 (μB )
原子序号 磁矩 (μB ) C3 0.00 C4 −0.07 C4 0.00 C5 −0.09 C7 0.00 C15 −0.08 C8 0.00 Si4 0.02 C14 0.00 Si5 0.01 C19 0.00 Si13 0.02 Si5 0.01 Si15 0.04
Si15 0.01 Si16 0.04 Si20 0.01 Si19 0.02 Fe
替 代 C
Fe1 0.06 Fe 替
代 Si Fe1 1.12
总磁矩 0.11 总磁矩 2.01
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图3 Fe 掺杂SiC 纳米管能带结构
(a) 纯的(6,0)型 SiC 纳米管; (b) Fe 替代C 掺杂(6,0)型SiC 纳米管上自旋; (c) Fe 替代C 掺杂(6,0)型SiC 纳米管下自旋; (d) Fe 替代Si 掺杂
(6,0)型SiC 纳米管上自旋; (e) Fe 替代Si 掺杂(6,0)型SiC 纳米管下自旋
有磁性的, 这与已有理论计算结果一致[13,14]. 图3(b)和(c)是Fe 原子替代C 原子的上自旋和下自旋能带结构图, 从图3中可以看出, 上自旋和下自旋轨道能级基本呈对称分布, 与未掺杂的SiC 纳米管相比价带顶和导带底能级都变的非常平坦, 能级局域化特征更加明显, 上自旋和下自旋带隙都为1.0 eV, 与未掺杂情况相比带隙减小了0.24 eV, 整个体系在基态下只发生了微小的自旋极化, 体系整体磁矩为0.11μB , 表现出反铁磁半导体特征. 图3(d)和(e)是Fe 原子替代Si 原子的上自旋和下自旋能带结构图, 从图3中可以看出在费米能级(图3中虚线为费米能级E F )附近出现了明显的自旋极化现象, 在上自旋费米能级附近有一条半满的能级, 而下自旋态在费米能级附近出现了一条平坦的占据态能级, 从而诱发了自发极化现象, 但在能量小于−2 eV 以下的所有能级都是自旋退化的, 基本呈对称分布, 对磁矩没有贡献. 计算显示体系整体磁矩是2.01μB , 主要来源于Fe 原子未成对3d 态电子的贡献. 同时, 整个导带向低能方向发生了漂移, 上自旋能级穿过费米能级, 下自旋能级形成了带隙是0.55 eV 的半导体材料, 因此, Fe 原子替代Si 原子可形成半金属磁性材料.
图4(a)~(i)给出了纯的SiC 纳米管和两种替代情况的整体态密度和分波态密度. 图4(a)~(c)显示了纯的SiC 纳米管整体态密度和C, Si 原子的上下自旋态
密度呈对称分布, SiC 纳米管价带主要由两组能级构成, 即上价带(−2~0.0 eV)和下价带(小于−2 eV), 上价带(价带顶附近)主要由C-2p 和Si-3p 轨道电子贡献, 下价带主要由C-2p, Si-3s, Si-3p 以及少量的C-2s 轨道电子贡献, 而导带主要来源于C-2p, Si-3p, Si-3s 以及少量的C-2s 轨道电子贡献的. 因此, 从价带顶p 态电子分布和导带底s 和p 态电子分布可以看出, SiC 纳米管具有sp 杂化轨道分布特征, 这对维持SiC 纳米管的稳定性具有重要作用. 当Fe 原子替代SiC 纳米管中的C 原子时, 从图4(d)~(f)中可以看出, 上自旋和下自旋态密度基本呈对称分布, 自旋劈裂很弱, 根据计算结果中自旋态密度积分值(2*Integrated Spin Density = 0.113)和自旋态密度绝对值的积分值(2*Integrated |Spin Density| = 0.181)大小对比可知, Fe 原子替代C 原子可形成反铁磁材料, 因为在费米面附近上自旋和下自旋态密度主要是由Fe 原子上未成对3d 态电子贡献的, 这些未成
对的3d 态电子与C 和Si 原子的p 态电子很容易形成局域化p-d 杂化轨道能级, 从而使体系能量降低, 这是体系能维持反铁磁性的主要原因. 另外, 图中还显示价带顶和导带底特征峰都向费米能级附近移动, 带隙变小, 这主要是由于随着Fe 原子的掺入, Fe 原子的3d 态未成对电子开始填充价带顶能级, 造成Fe 3d 与C 2p 和Si 3p 相互作用增大, 电子态发生强烈的
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图4 Fe 掺杂SiC 纳米管整体态密度和分波态密度
(a)~(c) 纯的(6,0)型SiC 纳米管的TDOS 和PDOS; (d)~(f) Fe 替代C 掺杂(6,0)型SiC 纳米的TDOS 和PDOS; (g)~(i) Fe 替代Si 掺杂(6,0)型
SiC 纳米管的TDOS 和PDOS
局域化效应, 体系表现出了反铁磁性. 但当Fe 替代Si 原子时, 从图4(g)~(i)中可以看出, 上自旋轨道和下自旋轨道态密度出现明显的自旋劈裂, 在费米能级附近的峰值主要是由Fe 3d 态电子与C 和Si 原子的p 态电子形成的, 上自旋轨道态密度穿过了费米能级, 下自旋具有半导体特征, 带隙为0.55 eV. 因此, Fe 替代Si 原子的SiC 纳米管体系呈现半金属性特征, 自旋载流子是100%极化的. 从图中还可以看出Fe 3d 态电子在费米能级附近及以下的主要峰值与C 2p 态电子的峰值相对应, 表明Fe 3d 与C 2p 具有强烈的杂化效应. 另外, 从图4(i)可以看出, C 2p 上下自旋轨道态密度呈现明显的不对称性, 也出现了自旋劈裂效应, 这将进一步诱发体系自发磁化的发生. 同时, 计算结果中自旋态密度积分值(2*Integrated Spin Density = 2.01)和自旋态密度绝对值的积分值(2*Inte- grated |Spin Density| = 3.08)大小对比可知, 上自旋电
子数多于下自旋电子数, 对外表现出 2.01μB 的净磁矩, 呈现出半金属铁磁性特征, 这主要是由于Fe 3d 和C 2p 具有强烈的杂化效应, 导致Fe 3d 和C 2p 态电子更多的趋向平行排列, 产生了较强的铁磁性. 这些结果都表明Fe 替代Si 的SiC 纳米管的铁磁性是p-d 杂化效应作用的结果. 为了进一步澄清Fe 原子之间的耦合情况, 我们参考Wang 等人[20~22]对过渡金属掺杂GaN 、AlN 的研究方法, 采用了两个Fe 原子分别替代SiC 纳米管超胞中的两个Si 原子或两个C 原子. 表3给出了两种Fe 掺杂情况下的铁磁态(FM)和反铁磁态(AFM)之间的能量差值和磁矩分布, 在这里, ΔE 表示优化后的反铁磁态(AFM)与铁磁态(FM)的能量差值, 从这个差值我们可以估计磁性耦合的稳定状态, 当ΔE 大于零时表示铁磁态(FM)比反铁磁态(AFM)更稳定, ΔE 小
于零时表示反铁磁态(AFM)比铁磁态(FM)更稳定, 430
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相对能量Δε表示了基态(Fe替代Si)情况下未优化的Fe掺杂SiC纳米管的能量差值. 从表3可以看出Fe 替代C发生了弱的反铁磁耦合, Fe替代Si发生了铁磁性耦合, Fe替代C相对能量较Fe替代Si高0.382 eV, 这与前面的分析结果一致. 从表中还可以看出自旋磁矩主要分布在Fe原子上, 当Fe替代C时, Fe 原子上的磁矩分别达到了−1.46和 1.57μB, 同时, 与Fe原子直接耦合的Si原子上也出现自旋磁矩分布−0.08μB. 当Fe原子替代Si原子时, Fe原子上的磁矩分布分别为1.40和1.43μB, 与Fe原子直接耦合的C 原子上也分布了−0.12μB的磁矩. 具体的自旋态密度分布如图5所示, 从图5中可以看出, 不管Fe替代SiC纳米管中的Fe原子还是Si原子, 体系都发生了自旋极化现象, 与两个Fe原子近邻的C原子和Si原子都出现了自旋载流子分布, 从而诱发了自旋极化的发生. 对于最有可能出现的两种磁耦合状态(b)图(Fe替代C的反铁磁耦合)和(c)图(Fe替代Si的铁磁性耦合), 从(b)图中可以明显看出在上自旋Fe原子周围只分布了微弱的下自旋载流子, 下自旋Fe原子周围却分布了较多的上自旋载流子, 这主要是由于Fe—Fe键长(2.389 Å)相对较短, 体系更容易出现短程的双交换机制, 从而使Fe原子之间更倾向于形成弱的反铁磁耦合. 但对于(c)图, 随着Fe—Fe键长(2.952 Å)的增加, 两个上自旋Fe原子周围都出现了大量的下自旋载流子分布, 这种大量载流子的极化分布更容易在两个Fe原子中间形成长程的铁磁性耦合, 从而使体系出现铁磁性. 以上讨论的这些特性可导致有趣的磁学、电学和光学性质, 在自旋电子领域具有潜在的应用价值.
3 结论
本文采用基于自旋极化的密度泛函理论(DFT)框架下的第一性原理计算方法, 研究了Fe掺杂SiC纳米管的几何结构, 从能带结构、整体态密度和分波态密度分析了Fe掺杂SiC纳米管电子结构和磁学属性. 研究结果表明, 全弛豫几何结构优化显示当Fe原子分别替代SiC纳米管中的C原子和Si原子时, SiC纳米管的局域对称性发生了明显的变化, Fe原子向管径外发生了一定的移动, 整体保持一维管状结构; 而形成能计算结果显示Fe原子更容易替代Si原子而形成稳定的SiC纳米管; 能带结构和态密度计算结果显示, Fe替代C原子可形成反铁磁性材料, 而Fe替代Si 原子更容易形成铁磁性半金属材料, 两种掺杂在基
表3 Fe掺杂SiC纳米管体系中能量变化和磁矩分布
ΔE (eV) Δε (eV) 耦合μFe1(μB) μFe2(μB) μC/Si(μB) d Fe-Si(Å) d Fe-C(Å) d Fe-Fe(Å) Fe替代C −0.009 0.382 AFM −1.46 1.57 −0.08 2.136 2.389 Fe替代Si 0.146 0.000 FM 1.40 1.43 −0.12 1.813 2.952
图5 Fe掺杂SiC纳米管自旋电子态密度
黑色原子为Fe, 白色为Si, 黑灰色是C, 黑色表示自旋向上的电子态密度, 白灰色表示自旋向下的电子态密度; (a) Fe替代(6,0)型SiC纳
米管中的C原子的铁磁状态; (b) Fe替代(6,0)型SiC纳米管中C原子的反铁磁状态; (c) Fe替代(6,0)型SiC纳米管中的Si原子的铁磁状
态; (d) Fe替代(6,0)型SiC纳米管中Si原子的反铁磁状态
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态情况下体系都发了自旋极化现象; 自旋电子态密度的研究结果显示磁矩主要来源于Fe原子未成对的3d电子的贡献, 同时, 在费米能级附近形成了强烈的p-d杂化效应, 能级与未掺杂情况相比更加弥散, 这些结果对维持纳米管掺杂体系磁学属性具有重要意义.
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