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--> --> --> -->2.1.二维磁性材料的制备方法
二维材料涵盖了石墨烯、黑磷、拓扑绝缘体、二维磁性材料和过渡金属硫族化合物等不同类型的层状范德瓦耳斯(van der Waals, vdW)材料. 目前, 制备二维材料的方法多种多样, 包括机械剥离法[35,36]、化学气相沉积法[37–41]、液相剥离法[42–46]和物相沉积法[47]等多种方法, 其中机械剥离法和分子束外延技术是主流的制备二维磁性材料的手段.3
2.1.1.机械剥离法
机械剥离法是通过克服相邻薄膜之间的范德瓦耳斯力从而将薄膜从块状样品中剥离出来的一种机械手段. 该方法剥离的方向包括沿着法向力和侧向力两个方向, 在理想情况下可以将薄膜一层一层地从块状样品中剥离出来. 该方法最早应用在石墨烯的获取中, 通过此方法可以控制石墨的剥落以获得高质量薄膜. 图1给出了在高定向热解石墨(highly oriented pyrolytic graphite, HOPG)表面上解理单层石墨烯的方法, 将透明胶带作用于材料表面, 通过施加法向力进行剥离[36]. 在多次重复该法向力后, 石墨层会变得越来越薄, 最终得到单层石墨烯. 该方法一经发现, 立即引起了二维材料研究的热潮, 研究人员使用该方法制备了除石墨烯以外的其他多种二维材料. 目前, 通过机械剥离法已成功制备出包括CrI3, CrGeTe3, Fe3GeTe2 (FGT), Fe5GeTe2等的多种二维磁性薄膜. 特别是, 二维磁性材料CrI3的层状结构的磁性依赖实验结果为研究磁性与层数的关系提供了重要的实验依据. 研究发现了CrI3的层间磁性耦合作用, 该材料在单层时具有铁磁性, 双层时具有反铁磁性. 由于退磁效应使双层CrI3的磁矩衰减, 在三层及块状样品中层间铁磁耦合得以保留, 表现为铁磁性[26]. 另外, 二维磁性材料Fe5GeTe2在少层厚度的情况下, 其居里温度可维持至接近室温, 表现出巨大的潜力[48]. 虽然机械剥离方法制备的二维材料具有缺陷少、表面平整等诸多优势, 但该方法存在着生产效率低、可控性较差等缺点, 从而难以实现大规模合成, 无法进行工业化量产.图 1 单层石墨烯机械剥离流程[36]
Figure1. Mechanical peeling process of single-layer graphene[36].
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2.1.2.分子束外延法
分子束外延(molecular-beam epitaxy, MBE)是一种在超真空环境下(< 10–11 Torr (1 Torr图 2 (a) 分子束外延生长腔示意图; (b) 薄膜生长过程示意图
Figure2. (a) Schematic diagram of molecular beam epitaxial growth cavity; (b) schematic diagram of film growth process.
目前, 已报道的可通过分子束外延技术生长的二维磁性材料包括VSe2, MnSe2以及FGT. 特别是本课题组已实现在蓝宝石衬底上对二维磁性材料FGT的可控制备, 通过RHEED衍射观察到的尖锐条纹可推断出薄膜的高质量特征, 并可以通过调节Fe的浓度精准调控居里温度, 为后续的工作奠定了坚实的基础[31].
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2.2.二维磁性材料的磁性起源
2.1节主要整理了二维磁性材料的制备方法. 接下来围绕二维磁性材料的磁性起源及新特性进行阐述. 在宏观角度上, 铁磁性的产生是由于存在长程有序排列的磁矩[17]. 由于具有时间反演对称性的自发打破, 相邻自旋之间的相互作用(交换耦合), 使其倾向于特定的方向有序排布; 当外加磁场强度增大时, 这些区域的合磁矩定向排列程度会随之增加并最终达到某一极限值. 然而, 长期以来研究人员认为在二维系统中材料的长程有序磁态会因为热涨落的存在而受到强烈抑制[49–51]. 因此, 一个系统能否在有限居里温度下经历相变, 取决于热波动的有效性. 在一个三维系统中, 磁性相变总是会在某一特定温度下发生. 然而一维情况下, 只有在温度T = 0 K时, 系统才可能实现长程磁有序. 因此, 对于处在这两种极端情况间的二维系统来说, 情况更加复杂. 在这种情况下, 任何温度下长程磁矩的存在都取决于相关的自旋分量n, 称为自旋维数, 通常由系统的物理参数决定. 根据Mermin-Wagner-Hohenberg定理, 在任何温度下, 热扰动都会破坏自旋维数为3 (各向同性Heisenberg模型)的二维系统的长程磁序[52]. 也就是说, 由于热扰动的存在, 各向同性Heisenberg模型中的二维自发磁化行为是不存在的. 这在很长一段时间内都困扰着科学家, 阻碍了二维系统中磁性的研究和发展. 直到2017年, 科学家在二维材料中发现了本征磁性, 从而打破了僵局. 研究表明, 材料的磁各向异性会抑制热扰动对长程磁序的影响, 从而使得二维Ising铁磁体中存在本征磁性成为可能[26]. 该Ising模型表明, 当n = 1, 居里温度2017年, 美国加州大学伯克利分校的张翔课题组[25]通过磁光克尔技术揭示了Cr2Ge2Te6 (CGT)薄层样品的铁磁性, 图3(a)所示为CGT的原子结构图, 清晰地展现了原子的分布, 测量结果表明CGT的居里温度会随着厚度的减薄而降低. 研究发现块材的居里温度(Tc)约为68 K, 而双层薄膜的Tc仅约为30 K. CGT作为一种近于理想的二维Heisenberg铁磁体, 为研究自旋行为提供了新的方向, 具有重大意义. 华盛顿大学许晓栋课题组[26]通过机械剥离法制备了单层CrI3晶体, 用磁光克尔技术证明了单层CrI3是伊辛(Ising)铁磁体(图3(b)), 其居里温度为45 K, 且自旋朝面外方向排列. CrI3材料由于解理能很低, 面内材质较坚硬, 很容易通过剥离来得到独立存在的薄层. 因此, CrI3也成为了二维铁磁材料的一个重要突破口. 2017年, 复旦大学修发贤课题组[55]报道了利用分子束外延技术制备的晶圆级FGT二维磁性薄膜(图3(c)), 通过原位反射高能电子衍射振荡证实了其二维逐层生长模式. 同时, 霍尔电阻测量结果表明, 块状FGT的居里温度为216.4 K, 且易磁化轴沿面外取向. 与面内磁各向异性相比, 垂直磁各向异性(perpendicular magnetic anisotropy, PMA)可以提供更低的开关电流. 这对于MTJ以及磁性随机存储设备具有重要意义.
图 3 (a) Cr2Ge2Te6的原子结构视图[25], 其中蓝色、黄色和橘色的球分别代表Cr, Ge和 Te原子. (b) 单层CrI3的平面内原子结构视图, 其中灰色和紫色的球分别代表Cr和I原子[26]. (c) Fe3GeTe2的面内和面外原子结构视图, 其中黄色、紫色和绿色的球分别代表Fe, Ge和 Te原子[55]
Figure3. (a) Atomic structure view of Cr2Ge2Te6. The blue, yellow, and orange balls represent Cr, Ge, and Te atoms, respectively[25]. (b) In-plane atomic structure view of a single layer of CrI3. The gray and purple balls represent Cr and I atoms, respectively[26]. (c) In-plane and out-of-plane atomic structure views of Fe3GeTe2. The yellow, purple and green balls represent Fe, Ge and Te atoms, respectively[55].
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3.1.二维磁性材料的新特性
第2节主要介绍了目前主流的新型二维磁性材料, 其新奇的物理现象蕴含着更多的机遇和挑战. 以FGT材料为例, 2018年, 澳大利亚皇家墨尔本理工大学Wang课题组[56]报道了具有不同厚度的单晶金属FGT纳米薄片相关磁学输运的测量结果. 该研究表明FGT具有单一的硬磁相, 方形的磁滞回线以及较大的矫顽力(在2 K时高达550 mT). 同时, 研究结果证明了FGT的居里温度对薄膜厚度的依赖性, 如图4(a)所示, 当FGT薄膜的厚度大于25 nm时, 厚度对Tc并未产生较大的影响. 然而, 当厚度从25 nm减小到8 nm时, Tc急剧下降. 既然FGT具有巡游金属特性, 其自旋与自旋之间的耦合甚至沿着面外的方向也可扩展到多原子层, 这种沿着面外的耦合范围可表达为[56]图 4 (a), (b) FGT薄膜的居里温度随厚度的依赖关系[56,57]; (c)不同温度下30 nm FGT/O-FGT薄膜器件的反常霍尔电阻与垂直磁场的关系, 其中在90 K温度下出现负的剩磁[58]; (d) FGT薄膜的能斯特信号横向电压与垂直磁场的关系, 温度梯度分别为
Figure4. (a), (b) Thickness-dependent Curie temperature of FGT films for critical analysis[56,57]; (c) relationship between the anomalous Hall resistance of 30 nm thick FGT/O-FGT device and the perpendicular magnetic field under different temperatures, where the negative remanence magnetization appears at 90 K[58]; (d) relationship between the transverse voltage of the Nernst signal of FGT film and the perpendicular magnetic field with temperature gradient of
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3.2.二维磁性材料的界面磁调控
2018年, 麻省理工学院Jarillo-Herrero课题组[61]通过旋转双层石墨烯之间的角度实现了最高温度为1.7 K的超导特性. 这一重大发现突显了界面的重要性, 为二维材料的发展提供了新机遇, 再一次掀起了二维材料在当今凝聚态物理领域的研究新热潮. 一般来说, 广义Heisenberg哈密顿量源于电子的性质, 是通过除自旋以外的所有自由度积分得到的. 因此, 电子结构的改变会修正系统的有效自旋哈密顿量, 这体现了二维材料对外部操作的敏感性[62].2018年, 为了探索二维磁性材料的界面调控作用, 华盛顿大学许晓栋课题组[63]和康奈尔大学Shan课题组[64]分别利用电压调控了CrI3的磁性(图5). 双层CrI3表现为具有磁场驱动磁性相变的层状反铁磁体. 许晓栋课题组[63]通过磁光克尔效应(magneto-optic Kerr effect, MOKE)显微镜在双层CrI3中观察到静电门控制的磁性相变. 在临界磁性相变的磁场附近, 通过电压调控可实现铁磁态与反铁磁态间的转变. 其次, 在零磁场下, 净磁化强度可以通过栅极电压连续调控. 两种磁矩方向相反的反铁磁态均显示出了MOKE信号对栅极电压的线性依赖, 但符号相反. 而Shan课题组[64]利用CrI3-石墨烯垂直异质结构并通过电子掺杂, 来控制单层及双层CrI3的磁性能. 在单层CrI3中, 掺杂可以显著地改变饱和磁化强度、矫顽力以及居里温度. 更进一步地, 在双层CrI3中, 高于2.5 × 1013 cm–2的电子掺杂能诱发实现零磁场下的反铁磁态到铁磁态的转变. 利用电压进行磁调控这一方法再次证实了二维材料的外场敏感性.
图 5 (a) 在μ0H = 0.78 T时, RMCD强度与顶栅电压和背栅电压的关系, 可以看出在双层CrI3中利用静电门控制的磁性转变[63]; (b) 4 K时双层CrI3中栅极电压-掺杂密度-磁场相位图, 可以看出双层CrI3中利用电子掺杂控制的磁性转变[64]
Figure5. (a) RMCD signals under the top gate and back gate voltage at μ0H = 0.78 T. Magnetic transition can be controlled by electrostatic gate in double-layer CrI3[63]. (b) Gate voltage-electron doping density-magnetic field phase diagram in double layer CrI3 at 4 K. Magnetic transition can be controlled by electron doping in double-layer CrI3[64].
2D材料/异质结构 | $ {T_{\rm{c}}}/K $ | 计算/制造方法 |
VSe2/MoS2和VSe2/HOPE vdW heterostructure | > 300 | MBE |
VS2/WS2 vdW heterostructure | 487 | DFT |
VS2/MoS2 vdW heterostructure | 485 | DFT |
VTe2 | 128 | DFT |
MnSe2/GaSe和MnSe2/SnSe2 vdW heterostructure | > 300 | MBE |
MnSe2 | 286 | DFT |
MnS2 | 253 | DFT |
MnI2 | 15 | DFT |
NiI2 | 63 | DFT |
CrSCI | 150 | DFT |
CrSBr | 160 | DFT |
CrSI | 170 | DFT |
CrI3 | 45 | 机械剥离法 |
CrI3 | 161 | DFT |
CrI3 | 95 | DFT |
CrCl3 | 49 | DFT |
CrBr3 | 73 | DFT |
CrF3 | 41 | DFT |
CrTe3 | 71 | DFT |
NiCl3 | 400 | DFT |
CrGeTe3 | 30 | 机械剥离法 |
CrGeTe3 | 314 | DFT |
CrGeTe3 | 130 | DFT |
CrSiTe3 | 214 | DFT |
CrSiTe3 | 90 | DFT |
CrSiTe3 | 170 | DFT |
Cr3Te4 | 2057 | DFT |
Fe3GeTe2 | 20—300 | 机械剥离法 |
Fe3GeTe2 | 270—300 | 机械剥离法 |
Cr3C | > 300 | DFT |
表1部分二维磁性材料的汇总[65]
Table1.Summary of some two-dimensional (2D) magnetic materials[65].
2018年, 南佛罗里达大学的Batzill课题组[66]利用MBE技术, 在MoS2和HOPG衬底上生长VSe2, 其铁磁性可以维持至室温(图6(a)), 并利用Se作为覆盖层对薄膜进行保护, 以达到防氧化的目的. 相较于多层厚度的薄膜, 单层薄膜的磁矩显著增强. 进一步地, 这种铁磁排列非常牢固, 在单层中观察到了电荷密度波的跃迁, 这可能是导致磁性增强的原因. 同年, 加州大学河滨分校Kawakami课题组[67]同样利用MBE技术生长硒化锰(MnSex)薄膜, 该材料也存在室温铁磁性(图6(b)), 磁性及结构表征进一步证明该铁磁性源自单层MnSe2晶相. 然而, 随着MnSex薄膜生长厚度的增加, 薄膜内会产生非磁性共价化合物α-MnSe, 此时薄膜室温铁磁性可能源于MnSe2单层或者其与α-MnSe层的界面耦合磁性. 该工作也通过DFT计算预测了MnSe2单层薄膜具有稳定的铁磁性, 与实验结果一致. 这些鼓舞人心的结果为实现室温二维自旋电子器件应用提供了重要的探索方向. 然而, 其不足之处在于VSe2或MnSe2块状形式不具有铁磁性, 且MnSe2在多层结构时易相变成共价α-MnSe相, 这些不易控制性将增加器件制备的难度. 此外, VSe2具有面内磁各向异性, 相比于PMA自旋电子器件, 已被证明具有较差的可扩展性. 尽管上述材料在实际器件应用中有较大的难度, 但这仍然为寻找高居里温度材料提供了一种途径. 因此, 为实现可在室温下工作的二维自旋电子器件, 需要探索更优、更稳定且具有更强的PMA特性的二维铁磁材料或异质结构.
图 6 (a) HOPG上单层VSe2在300 K处的面内和面外磁滞回线[66]; (b) MnSex在300 K处的面外磁滞回线[67]
Figure6. (a) In-plane and out-of-plane hysteresis loops of a single layer of VSe2 on HOPG at 300 K[66]; (b) out-of-plane hysteresis loops of MnSex at 300 K[67].
由图7(a)可知, 中国科学院金属研究所张志东课题组[68]通过静电门控, 证明少层二维磁性半导体CGT器件可以实现源漏电阻的栅极可调. 而且, 克尔测量结果表明当样品在居里温度以下时, 可通过双极调控磁化强度, 其起源可能来自于费米能级调控时自旋极化能带结构中的再平衡. 而Verzhbitskiy等[69]通过在CGT薄膜制成的晶体管器件中进行静电掺杂, 如图7(b)所示, 显著提高了居里温度(高于140 K). 实验表明, 载流子掺杂可以调控CGT的居里温度, 并改变其磁各向异性能的符号, 从而导致磁易轴由面外变为面内. 2018年, 复旦大学张远波课题组[33]制备了基于FGT薄层的离子场效应晶体管器件, 将固态电解质覆盖于FGT和旁侧栅极上, 施加正向的栅极电压可以将锂离子插入进FGT的层间间隙中, 引起大约每层1014 cm–2的电子浓度增加, 改变费米面上的态密度, 从而将居里温度提高至室温(图7(c)).
图 7 (a) CGT薄膜在不同栅电压下的场效应曲线[68]; (b)静电掺杂的CGT薄膜器件在不同栅电压下居里温度的变化[69]; (c)栅电压调控的四层FGT薄膜的霍尔曲线[33]
Figure7. (a) Field-effect Ids curves of CGT film[68]; (b) variation of Curie temperature of CGT device with electron doping under different voltages[69]; (c) gate-voltage controlled Hall curves of four-layer FGT flake[33].
此外, 化学掺杂也是一种有效提高二维磁性材料居里温度的方法. 复旦大学修发贤课题组[55]利用分子束外延技术在蓝宝石及砷化镓衬底上生长FGT薄膜, 并测量其居里温度为216.4 K. 进一步发现, 通过增加Fe的组分, FGT的居里温度不断增加(图8(a)). 2019年, 美国田纳西州橡树岭国家实验室May课题组[48]合成了Fe5–xGeTe2的新型范德瓦耳斯化合物, 通过提高Fe的浓度, 使块状材料的居里温度维持在室温(Tc = 310 K), 少层薄膜的居里温度接近室温(Tc = 280 K), 如图8(b)所示. 2020年, 浦项科技大学Kim课题组[70]通过改变Fe的浓度制备了Fe4GeTe2材料, 该材料同样显示出接近室温的铁磁有序(图8(c)), 以及大的磁化强度和高电导率, 即使在低至7层的薄膜中也具备这些特征, 同时垂直磁各向异性得到了显著改善. 加州大学伯克利分校邱子强课题组[71]通过使用Ga注入来提高FGT材料的居里温度, 他们的研究证明以10–3 Ga ?–3的浓度注入FGT铁磁体时, 可以实现超出室温居里温度. 此外, 其磁各向异性也从低温下的平面外转变为高于本征居里温度以上时的平面内(图8(d)). 上述结果证明了Fe3+xGeTe2 (x ≤ 2)具有多种物理特性以及对外部操作具有高敏感性等优势, 在半导体器件领域将表现出巨大的潜在应用价值, 以及广阔的前景.
图 8 (a), (b), (c) 改变Fe的浓度调控FGT薄膜居里温度的变化[55,48,70]; (d) 改变Ga的曝光时间调控FGT薄膜居里温度的变化[71]
Figure8. (a), (b), (c) Changing the concentration of Fe to regulate Curie temperature of FGT films[55,48,70]; (d) exposure time of Ga-controlled Curie temperature of FGT film[71].
此外, 其他一些方法也成功地提高了二维磁性材料的居里温度至室温以上. 由图9(a)可知, 加州大学伯克利分校邱子强和北京大学李佳课题组[72]通过使用聚焦离子束将FGT图案化为微米级菱形结构, 使得FGT薄膜的磁畴相从230 K以下的平面外条纹磁畴转变为高于230 K直至370 K的平面内涡旋磁畴相. 中国科学院大学顾波课题组[32]通过DFT理论预测了居里温度为144 K的二维磁性半导体—Cr2Ge2Se6的存在. 进一步指出通过施加3%的应变可以将其居里温度增加至326 K, 施加5%的应变可增加至421 K, 远高于室温, 如图9(b)所示.
图 9 (a) 图形诱导FGT薄膜铁磁性的变化[72]; (b) 应变诱导CGT薄膜居里温度的变化[32]
Figure9. (a) Pattern induces the variation of ferromagnetism of FGT film[72]; (b) strain induces the variation of Curie temperature of CGT film[32].
最近有研究表明, 利用两种材料间的界面耦合会诱导出稳定的铁磁序, 可以极大地提高二维磁性材料的居里温度. 复旦大学修发贤课题组[55,73]通过制备FGT/MnTe及FGT/CrSb异质结, 利用铁磁层/反铁磁层界面之间的交换作用来增强磁性. 相较于纯FGT薄膜, FGT/MnTe异质结的矫顽场增加了50%以上(图10(a))[55]; 而利用层间的近邻效应, FGT/CrSb异质结成功将4层纯FGT的居里温度从140.3 K提高至286.7 K, 接近室温, 如图10(b)所示[73]. 2020年, 中国科学院大学顾波课题组[74]基于DFT计算提出了具有强自旋轨道耦合的异质结构, 其中非磁性半导体层(PtSe2)可使得二维磁性半导体(Cr2Ge2Te6)的磁各向异性能大幅度增强, 并通过哈密顿量模型分析了Dzyaloshinskii-Moriya相互作用以及单离子各向异性有助于居里温度的增强. 该工作进一步验证了界面工程效应的重要性, 尤其是强自旋轨道耦合异质界面效应为二维磁性材料的磁性增强研究拓宽了思路, 具有重要的启发意义.
图 10 (a) 反铁磁MnTe增强Fe3GeTe2铁磁性[55]; (b) 反铁磁CrSb近邻效应诱导居里温度的变化[73]; (c) EuS/Bi2Se3界面增强居里温度[77]
Figure10. (a) Antiferromagnetic MnTe induced Fe3GeTe2 ferromagnetism enhancement[55]; (b) antiferromagnetic CrSb proximity-induced Curie temperature increase[73]; (c) EuS/Bi2Se3 interfacial-enhanced Curie temperature[77].
拓扑绝缘体作为一种二维范德瓦耳斯材料, 近年来继石墨烯之后成为凝聚态物理领域的另一个研究热点. 拓扑绝缘体具有强的自旋轨道耦合引起的非平庸拓扑表面态, 尤其当打破时间反演对称后, 会带来许多新奇的特性, 如量子反常霍尔效应等[75,76]. 因此, 利用拓扑绝缘体的强自旋轨道特性有望用来调控二维磁性材料的居里温度. 此前, 麻省理工学院Katmis和Moodera课题组[77]制备了铁磁绝缘体EuS与拓扑绝缘体Bi2Se3的异质结构, 其界面铁磁性可持续到室温以上, 如图10(c)所示.
2020年, 本课题组利用MBE技术生长了可控厚度的Bi2Te3/FGT异质结, 成功利用界面工程效应提高了FGT的居里温度(230 K)至室温以上(400 K), 通过改变FGT的厚度进一步验证了界面的重要性[31]. 理论方面, 该工作基于DFT以及基于Ising模型的蒙特卡罗模拟来计算, 哈密顿量为
值得注意的是, 表2的计算结果表明在单层Bi2Te3/FGT异质结中的层内磁性相互交换作用远大于单层纯FGT. 通过数值发现
E0 | EFM /eV | EAFM-In /eV | EAFM-L /eV | J1 /meV | J2 /meV | J3 /meV | |
Pure FGT | 0 | –11.441 | –10.703 | –11.272 | 3.675 | –1.817 | 0.663 |
Bi2Te3/FGT | 0 | –16.400 | –15.196 | –15.742 | 5.906 | –2.923 | 1.064 |
表2FGT和Bi2Te3/FGT磁性相互交换作用
Table2.Magnetic interaction of FGT and Bi2Te3/FGT.
图 11 (a) Bi2Te3(8)/FGT(5)异质结构随温度变化的电阻率; (b), (c) 不同温度下的面外反常霍尔曲线; (d) 不同温度下的面内反常霍尔曲线; (e) 阿罗特图来精准表征居里温度; (f) 300 K下异质结构的磁光克尔信号; (g), (h), (i) 不同厚度下异质结构的居里温度表征[31]
Figure11. (a) Resistivity of Bi2Te3(8)/FGT(5) heterostructure with the variation of temperature; (b), (c) out-of-plane anomalous Hall curves under different temperatures; (d) in-plane anomalous Hall curves under different temperatures; (e) Arrott plot for characterizing the Curie temperature; (f) magneto-optical Kerr signal of the heterostructure at 300 K; (g), (h), (i) thickness-dependent Curie temperature[31].