Modulation der elektronischen und optischen Anisotropieeigenschaften von ML-GaS durch vertikales elektrisches Feld

Hintergrund

Als typisches zweidimensionales (2D) Material hat Graphen ziemlich einzigartige und außergewöhnliche Eigenschaften [1], was seine überlegene Leistung in Transistoren und als elektrochemische Elektroden ermöglicht [2]. Nichtsdestotrotz schränkt das Fehlen einer intrinsischen Bandlücke [3] für die Verwendung in nanoelektronischen Bauelementen die Anwendung in herkömmlichen emittierenden Bauelementen wesentlich ein. Auch wenn mit Oberflächenfunktionalisierung und externem elektrischem oder Dehnungsfeld eine sehr kleine Bandlücke erreicht werden kann [4,5,6,7]. In diesem Zusammenhang ist die Suche nach anderen 2D-Materialien, die neue Möglichkeiten für spezifische Eigenschaften und Anwendungen bieten können, von grundlegendem Interesse und technologischer Bedeutung.

In letzter Zeit hat eine stabile Klasse von 2D-Metalldichalkogeniden (MD)-Materialien, GaX (X = S, Se), aufgrund ihrer exotischen physikalischen und chemischen Eigenschaften viel Aufmerksamkeit auf sich gezogen und vielversprechend für Anwendungen in Bereichen wie Solarenergieumwandlung und Optoelektronik [8,9,10,11]. Schicht GaX besteht aus vier Atomebenen, die in der Reihenfolge X-Ga-Ga-X mit einem D_3h . kovalent verbunden sind Symmetrie. Fortschrittliche Anwendungen erfordern oft Materialien mit abstimmbaren und reversiblen elektronischen Eigenschaften, die durch externe Kontrollparameter gezielt moduliert werden können. Strain Engineering wurde als einer der vielversprechenden Wege identifiziert, um das elektronische Verhalten und die verlustarmen Spektren der Elektronenenergie von GaS-Monoschichten (ML) und anderen 2D-Materialien einzustellen [12]. Alternativ bietet ein angelegtes elektrisches Feld oder Licht eine neuartige Möglichkeit, die elektronischen Eigenschaften über einen weiten Bereich zu verändern [13, 14]. Beispielsweise kann ein starkes elektrisches Feld senkrecht zur Ebene von Graphen-Doppelschichten eine signifikante Bandlücke induzieren [15, 16], und die Bandlücke kann auch für BN mit zwei oder mehr Schichten moduliert werden [17]. Die Auswirkungen des externen elektrischen Felds auf die elektronischen Strukturen von 2D-GaS-ML sind jedoch noch unklar. Außerdem führt ein in GaS ML vorhandenes intrinsisches großes negatives Kristallfeld zu einer optischen Anisotropie, bei der der Absorptionskoeffizient für E⊥c etwa 10 ³ . beträgt cm ⁻¹ , einen Faktor 30 kleiner als bei E//c [18]. Bei optischen Materialien hängt die Lichtemissionspolarisation eng mit den Übergängen nahe der Bandkanten zusammen, die zwischen dem unteren Ende des Leitungsbandes und dem oberen Ende des Valenzbandes auftreten. Durch die Verwendung eines externen elektrischen Felds können die Bandstruktur und damit die optischen Eigenschaften von GaS ML bequem moduliert werden, um die vielfältigen Anforderungen von Geräteanwendungen zu erfüllen.

Um dieses Problem anzugehen, führen wir eine theoretische Vorhersage zur Modulation der optischen und elektronischen Anisotropie auf GaS-ML durch. Optische Absorptionsspektren für die Richtungen E⊥c und E//c werden unter verschiedenen externen elektrischen Feldern berechnet. Bandstruktur- und Bahnbeiträge werden analysiert, um die Abhängigkeit des Dipolübergangs vom externen elektrischen Feld zu erklären. Die räumliche Verteilung der Partialladung und der Ladungsdichteunterschied werden weiter simuliert, was die durch das vertikale externe elektrische Feld induzierte Zwischenschichtkopplung und Asymmetrie der elektronischen Struktur zeigt und den physikalischen Mechanismus für die Modulation der optischen und elektronischen Anisotropie von GaS ML aufdeckt. Die vorliegenden Ergebnisse sind von Vorteil, um eine theoretische Anleitung zu durchstimmbaren elektronischen und optoelektronischen Geräten auf Basis von 2D-GaS-Material bereitzustellen.

Methoden

Wir führen die Dichtefunktionaltheorie (DFT)-Berechnungen mit dem Vienna Ab-initio Simulation Package (VASP) Code [19] durch und verwenden die Projektor-Augmented-Wave-Pseudopotential-Methode [20]. Austausch- und Korrelationseffekte werden mit der generalisierten Gradientenapproximation (GGA) von Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) behandelt [21]. Das Hybridfunktional von Heyd-Scuseria-Ernzerhof (HSE) wird verwendet, um quantitative Schätzungen der Bandlücke zu liefern [22]. Es wird ein Plattenmodell des GaS verwendet, das aus vier Atomschichten in der Reihenfolge S-Ga-Ga-S besteht, und eine 15-Å-Vakuumschicht entlang der z-Richtung wird verwendet, um die Wechselwirkungen zwischen den Platten zu eliminieren. Die Brillouin-Zone wird nach der Monkhorst-Pack-Methode beprobt [23]. A 27 × 27 × 1 k -Punktnetz wird verwendet, um das einlagige GaS zu relaxieren, und eine Grenzenergie von 450 eV wird verwendet, um die Wellenfunktionen in eine ebene Wellenbasis zu erweitern. Die Konvergenz für Energie wird als 10 ^-5 . gewählt eV zwischen zwei Stufen und die maximale Hellmann-Feyman-Kraft, die auf jedes Atom einwirkt, beträgt bei ionischer Relaxation weniger als 0,01 eV/Å. Gaußsches Verschmieren wird verwendet, um zu berücksichtigen, wie die partiellen Belegungen für jede Wellenfunktion eingestellt werden, und die Breite des Verschmierens beträgt 0,1 eV. Der Imaginärteil der dielektrischen Funktion aufgrund von Richtungs-Zwischenbandübergängen wird unter Verwendung der goldenen Fermi-Regel [24] erhalten. Bei der Berechnung wird die Aufspaltung der Spin-Bahn-Kopplung (SOC) wegen ihrer geringen Auswirkungen auf die elektronischen und optischen Eigenschaften vernachlässigt.

Ergebnisse und Diskussion

Die vollständig entspannte geometrische Konfiguration von GaS ML ist in Abb. 1a, b gezeigt. Die Dicke der Monoschicht wird mit 4,66 berechnet, während die planare Projektion eine ideale hexagonale Wabenstruktur aufweist, ähnlich der von Graphen. Die Gitterkonstante a ist 3,64 Å, was aufgrund der fehlenden Wechselwirkung zwischen den Schichten etwas größer ist als das von Bulkmaterial [25]. Die Bindungslängen von S-Ga und Ga-Ga betragen 2.37 bzw. 2.48 Å, und der S-Ga-S-Winkel zwischen den nächsten benachbarten S-Atomen beträgt etwa 100.34°, was durchaus mit früheren Studien übereinstimmt [12]. Der Einfachheit halber sind die oberen und unteren Zwischenschichtatome als Y ⁽¹⁾ . bezeichnet (Y = Ga, S) und Y ⁽²⁾ (Y = Ga, S).

a Oben und b Seitenansichten der atomaren Konfiguration von GaS ML. Das große Grün und kleine gelbe Kugeln stehen für Ga- bzw. S-Atome, und die oberen und unteren Zwischenschichtatome sind als Y ⁽¹⁾ . bezeichnet (Y = Ga, S) und Y ⁽²⁾ , bzw.

Um die optischen Eigenschaften von GaS ML zu modulieren, werden die optischen Absorptionsspektren mit unterschiedlichen externen elektrischen Feldern berechnet. Die Richtung des angelegten elektrischen Felds ist entlang der +z-Richtung. Wie in Abb. 2 gezeigt, ist das Absorptionsverhalten von außergewöhnlichem Licht (TM-Licht; E //c ) und gewöhnliches Licht (TE-Licht; E ⊥c ) sind recht unterschiedlich und zeigen die optische Anisotropie in GaS ML. Die Absorptionskante von TM- und TE-Licht ist durch eine rote bzw. grüne gestrichelte Linie gekennzeichnet. Ohne externes elektrisches Feld beträgt die Energiedifferenz der Absorptionskante zwischen TM-Licht und TE-Licht ungefähr 0,55 eV (siehe Abb. 2a). Wenn das externe elektrische Feld angelegt wird, verschieben sich sowohl die Absorptionskanten zu einer niedrigeren Energie, und die Energiedifferenz der Absorptionskante nimmt ab. Eine Umkehrung des Dipolübergangs von E //c zu E ⊥c Anisotropie tritt bei einem kritischen externen elektrischen Feld von etwa 5 V/nm auf. Beachten Sie, dass die Absorptionskante von TE-Licht noch niedriger ist als die von TM-Licht, wenn das elektrische Feld weiter auf 8 V/nm ansteigt. Diese Ergebnisse zeigen, dass die optische Anisotropie in GaS ML durch ein vertikales externes elektrisches Feld moduliert werden kann.

Die berechneten optischen Absorptionsspektren des GaS ML a ohne äußeres elektrisches Feld und b –d mit einem externen elektrischen Feld von 4, 5 bzw. 8 V/nm. Die Absorptionskante ist beschriftet. Rot und grüne Linien repräsentieren TM- bzw. TE-Licht

Um einen Einblick in die Auswirkungen externer elektrischer Felder auf die optische Anisotropie in GaS ML zu erhalten, werden die Bandstrukturen ohne und mit unterschiedlichen externen elektrischen Feldern simuliert. Wie in Abb. 3a gezeigt, liegt das Leitungsbandminimum (CBM) von GaS ML am -Punkt, während das Valenzbandmaximum (VBM) an der Position zwischen Γ und K . liegt Punkte, was auf eine indirekte Bandlücke hinweist. Die von der DFT und der Hybridmethode berechnete Bandlücke beträgt 2,35 bzw. 3,46 eV, was mit den vorherigen Ergebnissen übereinstimmt [12, 26]. Interessanterweise schaltet die VBM bei Vorhandensein des externen elektrischen Felds E, wie in Abb. 3b–d gezeigt, auf den Γ-Punkt, wenn E über einem kritischen Wert (etwa 5 V/nm) liegt, während sich die CBM immer noch am Γ-Punkt befindet Punkt. Dies deutet auf einen indirekten zu einem direkten Bandlückenübergang in GaS ML unter dem externen elektrischen Feld hin. Außerdem nimmt, wie in Fig. 3e gezeigt, die Energielücke mit der Zunahme des externen elektrischen Felds monoton ab. Die Bandlückenmodifikation entsteht durch den bekannten Stark-Effekt, der in früheren Studien zu h . beobachtet wurde -BN [27] und MoS₂ [28]. Bei Anlegen eines äußeren elektrischen Feldes entsteht zwischen den beiden Zwischenschichten eine Potentialdifferenz (siehe Abb. 1b), die als U . beschrieben werden kann = −dE ^* e , wo d der Zwischenschichtabstand ist und E ^* ist das abgeschirmte elektrische Feld. Das externe elektrische Feld erhöht das Potential der unteren Zwischenschicht und verringert das der oberen Zwischenschicht, was zu einem Anheben der VBM und einer weiteren Verringerung der Energiebandlücke führt. Das stärkere externe elektrische Feld führt zu einem größeren Unterschied zwischen den beiden Zwischenschichten und damit zu einer größeren Bandaufspaltung und einer kleineren Bandlücke.

Bandstruktur von GaS ML a ohne äußeres elektrisches Feld und b –d mit einem externen elektrischen Feld von 4, 5 bzw. 8 V/nm. Die gestrichelten Linien geben die Fermi-Niveaus an, die auf Null gesetzt sind. e Variation der Energielücke mit dem externen elektrischen Feld für GaS ML

Um den Evolutionsmechanismus der optischen Anisotropie von GaS-ML aufzudecken, werden die zerlegten projizierten Bandstrukturen mit und ohne elektrisches Feld weiter berechnet, wie in Abb. 4 gezeigt. Für die ursprüngliche GaS-ML ohne elektrisches Feld sind CBM und VBM hauptsächlich beigetragen durch die hybridisierten s und p _z Zustände von Ga-Atomen und der p _z Zustände von S-Atomen, während die folgenden vier Valenzbänder unterhalb der VBM hauptsächlich aus den in der Ebene liegenden p _x + p _y Stats von S-Atomen. Wenn ein externes elektrisches Feld von 8 V/nm angelegt wird, zeigen die obere und untere Ga-S-Schicht einen asymmetrischen Beitrag zur Bandstruktur. Die CBM wird hauptsächlich von den beiden s . besetzt und p _z Orbitalkomponenten des oberen Ga ⁽¹⁾ S ⁽¹⁾ Schicht, aber nur die p _z Zustände des unteren Ga ⁽²⁾ S ⁽²⁾ Schicht. Verglichen mit den Zuständen der Zwischenschichtkopplung im Leitungsband sind die Zustände in der Ebene im Valenzband noch empfindlicher gegenüber dem vertikalen externen elektrischen Feld. Es zeigt sich, dass die p _x + p _y Zustände des oberen Ga ⁽¹⁾ S ⁽¹⁾ und niedrigeres Ga ⁽²⁾ S ⁽²⁾ Schichten besitzen getrennte niedrigere bzw. höhere Energien, und der Energieunterschied am Γ-Punkt beträgt etwa 3,05 eV. Dies deutet darauf hin, dass das externe elektrische Feld asymmetrische elektronische Strukturen in GaS-Zwischenschichten induziert. Das erhobene p _x + p _y Zustände des unteren Ga ⁽¹⁾ S ⁽¹⁾ Schicht übertrifft die p _z Zustände der S-Atome und werden zum obersten Valenzband, was zu einem Ersatz des VBM vom ursprünglichen Punkt zwischen Γ und K zum Γ-Punkt führt. Diese Änderung der VBM führt zur Evolution des Dipolübergangs von E //c zu E ⊥c Präferenz, was die obige Vorhersage erklärt, dass die Absorption von E ⊥c wird mit dem vertikalen externen elektrischen Feld allmählich erhöht und überschreitet das von E //c bei einem kritischen externen elektrischen Feld von ca. 5 V/nm.

Die zerlegte projizierte Bandstruktur des GaS ML. Das obere Feld stellt das s dar (a ), p_x + p_y (b ) und p_z (c ) Umlaufbahnen ohne äußeres elektrisches Feld; das mittlere und letzte Panel präsentieren die Beiträge von s (d , g ), p _x + p _y (e , h ) und p _z (f , ich ) Bahnen von der oberen und unteren Zwischenschicht von GaS mit einem externen elektrischen Feld von jeweils 8 V/nm

Die räumliche Verteilung der Teilladung an CBM und VBM von GaS ML wird weiter ohne und mit einem externen elektrischen Feld von 8 V/nm berechnet, wie in Abb. 5a bzw. b gezeigt. Die CBM beider Fälle haben ein s -Typ Zustandscharakter, der eng um die S-Atome in einer Kugelform lokalisiert ist. Während bei niedrigeren elektrischen Feldern (0~5 V/nm) ist die VBM nur von einem p _z Zustandsverteilung als Hantelform parallel zur z-Richtung. Wenn das externe elektrische Feld auf den kritischen Wert und mehr erhöht wird, wird die VBM aus der Mischung von p . abgeleitet _x und p _y Komponenten, die eine andere Hantelform senkrecht zur z-Richtung aufweisen. Basierend auf der VB-Reihenfolge kommen Paritätsauswahlregeln ins Spiel. Interband-Übergänge unter xy Polarisation sind nur für Zustände mit gleicher Parität erlaubt, während solche mit z-Polarisation nur für Zustände mit entgegengesetzter Parität gelten. Daher sind bei einem externen elektrischen Feld von 0 bis 5 V/nm die CBM-VBM mit dem niedrigsten Übergang in GaS nur für das TM-polarisierte Licht verfügbar (E //c ), während, da das externe elektrische Feld größer als 5 V/nm ist, der niedrigste Übergang CBM-VBM so abgestimmt ist, dass er für das TE-polarisierte Licht verfügbar ist (E ⊥c ) nur. Dieses Phänomen spricht für eine Modulation der elektronischen und optischen Anisotropie unter einem vertikalen elektrischen Feld. Der Ursprung der entgegengesetzten optischen Anisotropie kann auf das durch das elektrische Feld induzierte zusätzliche Kristallfeld zurückgeführt werden, wie durch die Ladungsdichtedifferenz gezeigt in Abb. 5c, d. Ohne das externe elektrische Feld wird beobachtet, dass sich Elektronen in den Ga-S- und Ga-Ga-Bindungsregionen ansammeln und Ionenbindungen bzw. kovalente Bindungen bilden. Beim Anlegen eines externen elektrischen Feldes sammeln sich immer mehr Elektronen um die S-Atome herum an, während sich immer weniger Elektronen zwischen den oberen und unteren Ga-Atomen verteilen. Dies bedeutet, dass das externe elektrische Feld die Wechselwirkung zwischen den oberen und unteren Zwischenschichten in GaS reduziert und die Wechselwirkung zwischen S- und Ga-Atomen innerhalb jeder Zwischenschicht verstärkt; als Ergebnis wird ein Elektronentransportkanal über dem elektrischen Feld von 5 V/nm erzeugt, wie beispielsweise 8 V/nm in Fig. 5d. Die obige Analyse zeigt, dass die auffallend umgekehrte optische Anisotropie in GaS ML eng mit dem zusätzlichen asymmetrischen Kristallfeld verbunden ist, das vom angelegten externen elektrischen Feld herrührt.

Partielle Zustandsdichte der CBM und VBM von GaS ML ohne (a ) und mit (b ) jeweils ein externes elektrisches Feld von 8 V/nm. Räumliche Ladungsdichtedifferenz und der vertikale Schnitt entlang der (1-100)-Ebene von GaS ML ohne (c ) und mit (d ) jeweils ein externes elektrisches Feld von 8 V/nm. Die positive und negative Dichte (Konturen) werden jeweils mit gelb . dargestellt (durchgezogene Linien ) und blau (gestrichelte Linien ) Farben und das Konturintervall beträgt 0,005 eÅ ⁻³

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend untersuchen wir basierend auf den First-Principles-DFT-Simulationen die vom elektrischen Feld abhängigen optischen Eigenschaften und das elektronische Verhalten von GaS ML. Optische Absorptionsspektren für beide E ⊥c und E //c Richtungen werden unter verschiedenen äußeren elektrischen Feldern berechnet. Eine Umkehrung des Dipolübergangs von E //c zu E ⊥c Anisotropie wird bei einem kritischen externen elektrischen Feld von etwa 5 V/nm gefunden. Die Bandstrukturrechnungen zeigen eine Verringerung der Bandlücke und einen Übergang von der indirekten zur direkten Bandlücke in GaS ML mit einem zunehmenden externen vertikalen elektrischen Feld. Zerlegte projizierte Bandbeiträge zeigen die asymmetrischen elektronischen Strukturen in GaS-Zwischenschichten unter dem externen elektrischen Feld, was die Entwicklung der Absorptionspräferenz erklärt. Die räumliche Verteilung der Partialladung und der Ladungsdichteunterschied legen nahe, dass die auffallend umgekehrte optische Anisotropie in GaS ML eng mit dem zusätzlichen Kristallfeld verbunden ist, das aus dem externen elektrischen Feld stammt. Diese Ergebnisse zeigen nicht nur die Modulation der elektronischen Strukturen und optischen Eigenschaften von GaS ML durch das externe elektrische Feld, sondern liefern auch einige Hinweise auf seine zukünftige Anwendung in elektronischen und optoelektronischen 2D-Geräten.