First-Principles-Studie zur Stabilität und dem STM-Image von Borophen

Hintergrund

Seit der Entdeckung von Graphen sind zweidimensionale (2D) Materialien aufgrund ihrer einzigartigen physikalischen Eigenschaften und potenziellen Anwendungen in der Elektronik und Energieumwandlungsgeräten der nächsten Generation zu einem der aktivsten Nanomaterialien geworden [1,2,3,4,5, 6,7]. Vor kurzem wurde eine Klasse von 2D-Bor-Nanostrukturen entdeckt und große Aufmerksamkeit erregt [8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21]. Es gab jedoch bis vor kurzem keine Beweise dafür, dass die 2D-Borblätter experimentell realisiert werden könnten, sowohl Mannix et al. [22] und Feng et al. [23] machte spektakuläre Fortschritte bei der experimentellen Realisierung der atomar dünnen 2D-Borschichten. Das ausgedehnte 2D-Borblatt wird in Analogie zu Graphen „Borophen“ genannt.

In den letzten zwei Jahrzehnten wurden zahlreiche 2D-Bor-Nanostrukturen entdeckt [8,9,10,11,12,13,14,15,16,17,18,19,20,21]. Neben dem Sechskantblech und dem Dreieckblech [20, 21] sowie den geknickten Dreiecksblechen [8] gibt es weitere 2D-Borbleche mit Sechskantlöchern, wie das α -Blatt [9, 18], β -Blatt [9, 18], γ -Blatt [19] und g1/8- und g2/15-Blätter [15] wurden durch Ab-initio-Rechnungen untersucht. Es wurde vorgeschlagen, dass das dreieckige planare Borgitter mit hexagonalen Leerstellen stabiler ist [9]. Und eine Vielzahl solcher dreieckiger Borschichten mit unterschiedlichen Mustern von hexagonalen Löchern wurde sowohl von den Computer- als auch von den experimentellen Forschungsgruppen beschrieben [11, 13, 14, 15, 16]. Alle diese monoatomaren dünnen Borschichten haben jedoch eine höhere Energie als der dreidimensionale (3D) Volumenzustand von Bor, was bedeutet, dass die 2D-Struktur von Bor thermodynamisch benachteiligt ist. Daher ist ein ausreichend „klebriges“ Substrat erforderlich, um die 3D-Keimbildungsbarriere zu unterdrücken, um die Atome in die 2D-Route zu locken.

Kürzlich wurde die Bildung von Borschichten auf Metall- und Metallborid-Substraten durch First-Principles-Rechnungen untersucht [24]; es legt nahe, dass die Borschichten auf der Ag(111)- und Au(111)-Oberfläche wachsen können. Darüber hinaus liefert die Studie von Piazza et al. [14] experimentelle Beweise dafür, dass die einschichtigen Borschichten basierend auf ihren Beobachtungen von B₃₆ . erhältlich sind Cluster; es wurde gezeigt, dass es sich um einen hochstabilen planaren Cluster mit einem zentralen hexagonalen Loch handelt [14]. Vor kurzem synthetisierten zwei Gruppen [22, 23] erfolgreich die atomar dünnen, kristallinen 2D-Borschichten auf einer Silberoberfläche durch direktes Verdampfen einer reinen Borquelle mittels Molekularstrahlepitaxie.

Mannixet al. [22] fanden zwei unterschiedliche Phasen des Borblatts auf einem Silbersubstrat mittels hochauflösender Rastertunnelmikroskopie(STM)-Charakterisierung:eine gestreifte Phase und eine homogene Phase. Fenget al. [23] fanden auch zwei Phasen von Borschichten, die denen von Mannix et al. sehr ähnlich sehen, und beschrieben die homogene Phase mit zickzackförmigen Reihen von Vorsprüngen als χ₃ Gitter aus Borblech. Dagegen sind ihre Interpretationen für die Streifenphase ganz unterschiedlich. Mannixet al. [22] ordneten die gestreifte Phase einem geknickten Dreiecksgitter ohne Leerstelle zu. Aber Feng et al. [23] schlug die Streifenphase als rechteckiges Gitter vor, das parallele Reihen von sechseckigen Löchern aufweist, das als β₁₂ . bekannt war Blatt.

Die genauen Konfigurationen und Eigenschaften sowie die Anwendungen dieser 2D-Borschichten haben enorme Aufmerksamkeit auf sich gezogen [19, 22, 24, 25]. Es wurde berichtet, dass das geknickte dreieckige Borophen ein stark anisotropes Metall mit einem hohen Young-Modul entlang seiner Sesselrichtung ist, das den von Graphen übertrifft [22]. Sonneet al. fanden auch heraus, dass die Gitterwärmeleitfähigkeit des geknickten dreieckigen Borophens stark anisotrop ist [26]. Darüber hinaus haben Gao et al. berichtet, dass die β₁₂ Borophen und χ₃ Borophen kann neben MgB₂ . eine weitere supraleitende Phase von Bor sein dünner Film [27]. Die thermodynamische Stabilität von β₁₂ Borophen und χ₃ Borophen sind umstritten [27, 28]. Laut der Studie von Gao et al. sind sowohl β₁₂ Borophen und χ₃ Borophen sind stabil [27]. Aber Penev et al. berichteten, dass sowohl β₁₂ Borophen und χ₃ Borophene haben in ihren Phononenspektren imaginäre Frequenzen nahe dem G-Punkt [28].

Um das experimentell erreichbare Borophen besser zu verstehen, haben wir die möglichen atomaren Strukturen und deren Stabilität sowie die elektronischen Eigenschaften mittels First-Principles-Rechnungen systematisch untersucht. Unsere Ergebnisse zeigen, dass β₁₂ und χ₃ Platten sind thermodynamisch instabil. Darüber hinaus sind die Konfigurationen des geknickten Dreiecks, β₁₂ , und χ₃ Bleche zeigen alle metallische Merkmale. Darüber hinaus haben wir die STM-Bilder für die freistehende und epitaktische Monoschicht von Bor auf der Ag(111)-Oberfläche simuliert; wir fanden geknicktes Dreieck und β₁₂ Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche sehen beide als Streifenphasen aus, jedoch mit geringem Unterschied.

Rechenmethoden

Die Berechnungen werden mit dem Vienna Ab-initio Simulation Package (VASP) auf Basis der Dichtefunktionaltheorie (DFT) durchgeführt [29, 30]. Für die Berechnungen von Elektron-Ion-Wechselwirkungen wurde die Projektor-Augmented-Wave-Methode verwendet [31, 32]. Und die elektronischen Austausch-Korrelations-Wechselwirkungen wurden durch die generalisierte Gradienten-Approximation (GGA) mit dem Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE)-Funktional beschrieben [33]. Wellenfunktionen wurden in einer ebenen Wellenbasis mit einer Energiegrenze von 500 eV erweitert. Die erste Brillion-Zone wurde mit 25 × 15 × 1, 15 × 9 × 1 und 11 × 11 × 1 k-mesh für das geknickte Dreieck β₁₂ . beprobt , und χ₃ Phasen von Borophen bzw. Um die 2D-Borschichten zu simulieren, wird entlang der Z-Richtung ein Vakuumraum von mindestens 20 Å eingefügt, um die Interaktion zwischen den periodischen Bildern zu minimieren. Das Konvergenzkriterium wurde auf 10 ^–5 . gesetzt eV zwischen zwei ionischen Schritten für den Selbstkonsistenzprozess. Alle Strukturen waren vollständig entspannt, bis die Kraft auf jedes Atom weniger als 0,02 eV Å ⁻¹ . betrug , und die unteren beiden Schichten aus Silberatomen wurden fixiert. Phononen-Dispersionsspektren wurden unter Verwendung der Finite-Displacement-Methode berechnet, wie sie im PHONOPY-Paket implementiert ist [34].

Die STM-Bilder wurden mit der Tersoff-Hamann-Formel und ihrer Erweiterung simuliert [35]. Kurz gesagt, unter der Annahme, dass die Zustandsdichte der Spitze konstant ist, können wir den STM-Tunnelstrom mit der lokalen Zustandsdichte \(\rho\left(\overrightarrow{r},E\right)\) approximieren, da nur Variable mit folgendem Ausdruck:

wobei \( \rho \left(\overrightarrow{r},E\right) \) die LDOS auf der Probenoberfläche ist, \( {\psi}_i\left(\overrightarrow{r}\right) \) die Beispielwellenfunktion mit Energie E _ich , und E _F ist die Fermi-Energie. Wenn die Zustände in \(\rho\left(\overrightarrow{r},E\right)\) gefüllt sind, wird auch auf \(\rho\left(\overrightarrow{r},E\right) verwiesen. \) als Ladungsdichte der Zustände. Die simulierten STM-Bilder wurden im Konstantstrommodus basierend auf berechneten Elektronendichten erhalten.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 1 zeigt unsere berechneten Ergebnisse für das geknickte Dreieck, β₁₂ , und χ₃ Gitterstrukturen von Borophen. Im Gegensatz zur einatomigen dünnen und planaren hexagonalen Konfiguration von Graphen zeigt das geknickte dreieckige Borophen eine Knickung entlang einer Gitterrichtung. Andererseits sind die Strukturen von β₁₂ und χ₃ Borophene sind planar ohne Knicken außerhalb der Ebene. Abbildung 1a zeigt, dass sich in der Elementarzelle des geknickten dreieckigen Borophens zwei Boratome befinden. Und die Raumgruppe des geknickten dreieckigen Borophens ist Pmmn. Unsere optimierten Gitterkonstanten sind a = 1.613 Å und b = 2,866 Å, was gut mit früheren theoretischen und experimentellen Ergebnissen übereinstimmt [22]. Die β₁₂ das in Fig. 1b gezeigte Borophen hat gefüllte und leere Sechsecke entlang der Zickzackrichtung; die entsprechende Leerzeichengruppe ist P2mm. Es gibt fünf Boratome in der Elementarzelle. Die Gitterkonstanten sind 2,916 und 5,075 Å entlang des a . und b Richtungen. Die Elementarzelle von χ₃ Borophen ist rhombisch mit vier Boratomen und einer Gitterkonstante von 4,448 Å. Seine Raumgruppe ist C2mm. Tabelle 1 listet unsere Berechnungsergebnisse zu den Gitterkonstanten auf, die gut mit früheren Ergebnissen übereinstimmen [22, 23, 27, 36].

Draufsicht und Seitenansicht des geknickten Dreiecks (a ), β₁₂ (b ) und χ₃ (c ) Borblätter. Die grünen Kugeln repräsentieren die Boratome. Die von durchgezogenen schwarzen Linien umschlossenen Rechtecke und Rauten bezeichnen die Elementarzellen. Die Buchstaben a und b repräsentieren den Gitterparameter

Wie in Abb. 1 dargestellt, gibt es sowohl in β₁₂ . als auch in und χ₃ Blätter, aber nicht im geknickten Dreiecksgitter und die Anzahl der Stellen in β₁₂ und χ₃ Borophen ist anders. Die Leerstandskonzentration η ist definiert als das Verhältnis zwischen der Anzahl der Leerstellen und der Gesamtzahl der Stellen (einschließlich Leerstellen) in der Elementarzelle; es ist eine Größe, die die Borschichten aus globaler und lokaler Sicht beschreibt [9]. η ist 1/6 in β₁₂ Gitter und 1/5 in χ₃ Gitter. Im Vergleich zu den β₁₂ Gitter, Abb. 1c zeigt, dass die benachbarten Leerstellenreihen in χ₃ Borophene werden um die Hälfte der Gitterkonstante in Zickzackrichtung verschoben, was zu einer Ebene mit C2mm-Symmetrie führt.

Wir berechnen die durchschnittliche Energie jedes Boratoms unter Verwendung der folgenden Gleichung für die drei Strukturen und verwenden sie, um die relative Stabilität der drei Strukturen zu vergleichen; diese Methode wurde in Lit. angewendet. [23]

wo E _Borophen und n sind die Energie bzw. die Anzahl der Boratome in einer Elementarzelle. Unsere berechneten Ergebnisse sind in Tabelle 2 zusammengefasst. Sie zeigt, dass die β₁₂ Phase ist die stabilste, während die χ₃ Phase ist mit einer relativ höheren Energie von 0,08 eV am wenigsten stabil.

Wir berechneten dann das Phononen-Dispersionsspektrum für die drei Phasen des geknickten Dreiecks, β₁₂ , und χ₃ Borophen. Abbildung 2 zeigt die Phononen-Dispersionsspektren entlang der Richtungen hoher Symmetrie. Wie in Fig. 2a gezeigt, gibt es drei akustische und drei optische Phononenzweige für das geknickte dreieckige Borophen. Es zeigt auch imaginäre Werte in der Nähe des G-Punkts entlang der X-G-Richtung an, was darauf hinweist, dass das Gitter entlang der a . instabil ist Richtung, was den Streifen entlang der a . erklärt Richtung in den experimentellen STM-Bildern [23]. Tatsächlich haben neuere Studien gezeigt, dass die biaxiale Zugspannung und die einachsige Zugspannung das freistehende, geknickte dreieckige Borophen selbst unter einer Zugspannung von 0,08 % nicht stabilisieren können [36, 37]. Abbildung 2b, c zeigt, dass es auch imaginäre Frequenzen in der Nähe des G-Punktes von β₁₂ . gibt und χ₃ Phasen. Unsere Ergebnisse zeigen, dass alle drei Phasen des geknickten Dreiecks, β₁₂ , und χ₃ sind instabil.

Die Phononendispersion des a geschnallt dreieckig, b β₁₂ , und c χ₃ Borblätter. Die hohen Symmetriepunkte werden in der linken Ecke angezeigt

Wir haben die elektronischen Strukturen von geknicktem dreieckigem Borophen weiter untersucht, β₁₂ Borophen und χ₃ Borophen. Die berechneten Bandstrukturen entlang der hochsymmetrischen Richtungen sind in Abb. 3 gezeigt. Wie in Abb. 3 gezeigt, sind alle drei Phasen des geknickten Dreiecks, β₁₂ , und χ₃ Borophene sind metallisch. Insbesondere für das geknickte dreieckige Borophen, wie in Abb. 3a gezeigt, kreuzen drei Energiebänder das Fermi-Niveau:eines entlang der S–Y-Richtung und die anderen beiden entlang der G–X-Richtung. Wir haben jedoch in den obigen Abschnitten erwähnt, dass das geknickte Dreieck entlang der b . knickt Richtung, was eine Bandlücke von 9,63 bzw. 4,32 eV entlang der X–S- bzw. Y–G-Richtung öffnet. Es weist darauf hin, dass sich das geknickte dreieckige Borophen wie ein Metall mit starker Anisotropie verhält und die elektrische Leitfähigkeit entlang des ungewellten a . begrenzt ist Richtung.

Berechnete Bandstrukturen für a geschnallt dreieckig, b β₁₂ , und c χ₃ Borblätter. Die Fermi-Energie wurde auf Null gesetzt. Die hochsymmetrischen Punkte werden in der linken Ecke angezeigt

Darüber hinaus haben wir die atomaren Strukturen und die Stabilität des geknickten Dreiecks, β₁₂ ., untersucht , und χ₃ Borschichten auf dem Ag(111)-Substrat. Die Ergebnisse sind in Abb. 4 dargestellt. Die Elementarzelle des geknickten dreieckigen Borophens auf der Ag(111)-Oberfläche ist die (1 × 3) Superzelle des freistehenden geknickten dreieckigen Borophens und die rechteckige 1 × (√3)R30°-Superzelle des Ag (111) Substrat. Für die Konfiguration von β₁₂ Schicht auf der Ag(111)-Oberfläche, die Elementarzelle ist die Elementarzelle von β₁₂ Borophen und 1 × (√3)R30°-Superzelle der Ag(111)-Oberfläche. Unsere Berechnungen zeigen, dass die β₁₂ Borophen passt besser zur Ag(111)-Oberfläche (~ 1% Fehlpaarung) als das geknickte dreieckige Borophen (~ 3% Fehlpaarung). Die χ₃ Borophen bildet auf der Ag(111)-Oberfläche zwei Konfigurationen, wie in Abb. 4c, d gezeigt, die als χ₃ . bezeichnet werden und χ₃ ’. Die Elementarzelle von χ₃ ist eine Raute mit der Gitterkonstanten a = 8.67 Å und die Elementarzelle von χ₃ ’ ist orthorhombisch mit Gitterparametern von a = 2,89 Å und b = 25,02 Å; es ist die 1 × (5√3)R30°-Superzelle der Ag(111)-Oberfläche.

Draufsicht und Seitenansicht von Borschichten auf einer Ag(111)-Oberfläche. a Schnallendreieckig, b β₁₂ , c χ₃ , und d χ₃ “ Borblatt. Die grünen und grauen Kugeln repräsentieren Bor- bzw. Silberatome. Die von durchgezogenen schwarzen Linien eingeschlossenen Rechtecke und Rauten bezeichnen die Elementarzellen von Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche

Nach unseren Berechnungen betragen die vertikalen Abstände von der Ag(111)-Oberfläche zu den unteren und oberen Boratomschichten des geknickten dreieckigen Borophens 2,5 bzw. 3,3 Å, was auf die schwache Wechselwirkung zwischen dem Borblatt und dem Ag-Substrat hinweist. Die β₁₂ , χ₃ , und χ₃ ’-Blätter bleiben auf der Ag(111)-Oberfläche alle planar, und die vertikalen Abstände zwischen dem Bor-Blatt und der Ag-Oberfläche betragen 2,4~2,9 Å. Die Ergebnisse stimmen mit der gemessenen Dicke von ~ 2,7 bis 3,1 überein, die von Mannix et al. [22]. Wir verglichen die atomaren Strukturen von geknicktem Dreieck, β₁₂ , χ₃ , und χ₃ “-Phasen von Borophen auf Ag-Substrat mit den Gegenstücken des freistehenden Borophens und fanden heraus, dass sich diese vier Strukturen nur wenig ändern. Die Knickhöhe h von geknicktem dreieckigem Borophen ist von 0,910 bis 0,857 Å kürzer, und die B-B-Längen sind um etwa 0,1 Å länger. Darüber hinaus sind die Sechseck-Leerstellen in den β₁₂ Borophen schrumpfen entlang einer Richtung und die in χ₃ Borophen werden etwas größer.

Ähnlich wie bei der Berechnung der relativen Stabilität des freistehenden Borophens haben wir die durchschnittliche Energie jedes Boratoms für die Borblätter auf der Ag(111)-Oberfläche mit der folgenden Formel berechnet:

wo E _tot ist die Gesamtenergie der Borschicht und der Ag(111)-Oberfläche, E _sub die Energie des Ag-Substrats ist und n ist die Anzahl der Boratome in einer Elementarzelle. Unser Ergebnis zeigt, dass die Möglichkeit der Bildung von geknickten Dreiecken, β₁₂ , χ₃ , und χ₃ ’-Gitter auf der Ag(111)-Oberfläche ist aufgrund ihrer nahen Energien ähnlich. Darüber hinaus sind die Energien des Borophens auf der Ag(111)-Oberfläche um 0,1–0,2 eV pro Boratom im Vergleich zu den freistehenden Blättern niedriger. Dies bedeutet, dass die Ag(111)-Oberfläche das Borophen stabilisiert.

Abbildung 5 zeigt unsere simulierten STM-Bilder für die freistehenden und gewachsenen Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche sowie die Partialladungsdichte für die freistehenden Borschichten. Wie in Fig. 5a gezeigt, weist das freistehende geknickte dreieckige Borblatt Streifen von hellen Flecken auf. Abbildung 5d zeigt, dass die hellen Flecken vom p_z . stammen Umlaufbahn der oberen Boratome. Abbildung 5b zeigt Reihen dunkler runder Flecken, die von hellen Sechsecken umgeben sind. Offensichtlich sind die hexagonalen Leerstellen in β₁₂ Gitter in Abb. 1b ergeben die dunklen Flecken, während die hellen Sechsecke dem σ . entsprechen Umlaufbahnen von Boratomen um die hexagonalen Löcher, wie in Abb. 5e gezeigt. Wie in Abb. 5c gezeigt, ist die χ₃ Blatt zeigt Rautenmuster heller Flecken in Hantelform. Diese hellen Hantelflecken sind eigentlich die p_z Bahnen der beiden Boratome und des σ zwischen ihnen gebildete Umlaufbahnen.

Simulierte STM-Bilder von freistehenden und epitaktischen Borschichten auf einer Ag(111)-Oberfläche. Freistehend a dreieckig, b β₁₂ , und c χ₃ Borblätter. Teilladungsdichte freistehender d dreieckig, e β₁₂ , und f χ₃ Borblätter. g Schnallendreieckig, h β₁₂ , ich χ₃ , und j χ₃ ’ Borblatt auf der Ag(111)-Oberfläche. Die Vorspannung beträgt 1,0 V. Die grünen Kugeln repräsentieren die Boratome. Die von durchgezogenen roten Linien umschlossenen Rechtecke und Rauten bezeichnen die Elementarzellen der freistehenden bzw. gewachsenen Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche. Experimentell beobachtetes k Streifenphase in Ref.-Nr. [22], l Streifenphase in Ref.-Nr. [23] und m homogene Phase in Ref.-Nr. [23]

Die Borschichten auf dem Ag-Substrat haben alle größere Einheitsmuster im Vergleich zu den freistehenden aufgrund der Fehlanpassungen zwischen den Elementarzellen von Borophen und der Ag(111)-Oberfläche. Abbildung 5g zeigt unser simuliertes STM-Bild für eine geknickte dreieckige Borschicht auf einer Ag(111)-Oberfläche. Es zeigt spindelförmige Streifen heller Flecken, die sehr gut mit experimentellen Beobachtungen übereinstimmen [22]. Im Vergleich mit dem Bild eines freistehenden geknickten dreieckigen Borblatts, das in Fig. 5a gezeigt ist, nimmt die Elementarzelle des STM-Bildes eines geknickten dreieckigen Borblatts auf der Ag(111)-Oberfläche auf das Dreifache zu. Und die Form ändert sich von rund zu Spindel. Das STM-Bild von β₁₂ Das in Fig. 5h gezeigte Blatt auf der Ag(111)-Oberfläche zeigt Reihen dunkler ovaler Flecken, die von vier hellen Flecken an seinen vier Ecken umgeben sind. Anders als das Bild des freistehenden β₁₂ in Abb. 5b gezeigt, die hellen Flecken kommen von den p_z Bahnen der Boratome im Zentrum von Sechsecken. Wie in Abb. 5i gezeigt, ist die χ₃ Das Blatt weist ein rhomboedrisches STM-Muster auf, das in guter Übereinstimmung mit der experimentell beobachteten S2-Phase ist [23]. Die Gruppe der hellen Flecken in der Rhomboeder-Elementarzelle entspricht dem σ Umlaufbahnen und p_z Bahnen der höheren Boratome in der Elementarzelle, während die anderen Boratome unsichtbar sind, weil sie niedriger sind.

Mannixet al. [22] und Feng et al. [23] beide berichteten basierend auf ihren STM-Beobachtungen über die Streifenphase für 2D-Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche, und beide STM-Bilder zeigen parallele Reihen von Vorsprüngen. Die Form der hellen Flecken in den beiden experimentellen Beobachtungen ist jedoch unterschiedlich; sie sind im Bericht von Mannix et al. [22] spindelförmig und in dem Bericht von Feng et al. [23] oval. Unsere simulierten STM-Bilder von geknickten Dreiecken und β₁₂ Borschichten passen sehr gut zu den experimentell beobachteten Streifenphasen in Lit. [22] und Lit. [23] und die in Abb. 5g, h gezeigten Bilder geben den Unterschied zwischen den experimentellen Beobachtungen von Mannix et al. [22] und Feng et al. [23]. Es bietet uns auch eine Möglichkeit, die beiden Gitter von geknicktem Dreieck und β₁₂ . zu unterscheiden . Was das STM-Bild von χ₃ . betrifft Blatt auf der Ag(111)-Oberfläche, wie in Abb. 5i gezeigt, stimmt mit der experimentellen Beobachtung überein [23], aber unser Ergebnis zeigt, dass die hellen Flecken von den Boratomen am Rand der hexagonalen Leerstellen stammen und nicht von den ausgefüllten Dreiecken Bereich wie in Ref.-Nr. [23].

Um die Gitterstrukturen von Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche weiter zu unterscheiden, haben wir die STM-Bilder von Borschichten auf Ag(111) bei mehreren unterschiedlichen Vorspannungen simuliert. Wie in Fig. 6 gezeigt, zeigen die simulierten STM-Bilder für das geknickte dreieckige Borophen Streifen heller Flecken in Spindelform bei positiver Spannung. Aber bei der negativen Vorspannung von − 0,4 V zeigen die simulierten STM-Bilder die hellen und dunklen Streifen, was gut mit dem Experimentergebnis übereinstimmt [22]. Andererseits sind die simulierten STM-Bilder von β₁₂ Borophen behält die ovale Form sowohl bei der positiven als auch bei der negativen Vorspannung bei. Daher ist es wahrscheinlicher, dass eine geknickte dreieckige Struktur die richtige Konfiguration der Streifenphase ist. Was das STM-Bild von χ₃ . betrifft Borophen, Abb. 6 zeigt, dass die hellen Flecken in allen Bildern von den Boratomen am Rand der hexagonalen Leerstellen stammen, ihr heller Kontrast ändert sich jedoch, wenn sich die Spannung von positiv nach negativ ändert. Bei einer Vorspannung von 0,2 und – 0,4 V ist die Helligkeit der Flecken ähnlich. Zusätzlich unsere simulierten STM-Bilder für die χ₃ ’-Konfiguration sieht bei einer Vorspannung von 0,8 bis − 1,0 V ähnlich aus (Abb. 6). Sie alle zeigen die hellen Flecken, die von den Boratomen am Rand der hexagonalen Leerstellen kommen, aber nur die höheren Boratome sind sichtbar und die niedrigeren Boratome in der Mitte der Elementarzelle sind unsichtbar.

Simulierte STM-Bilder für Borschichten auf Ag(111). Eingeknicktes dreieckiges Borophen auf Ag(111) bei a 0.8, e 0.2, i − 0,4 und m − 1,0 V. β₁₂ Borophen auf Ag(111) bei b 0,8, f 0,2, j − 0,4 und n − 1,0 V. χ₃ Borophen auf Ag(111) bei c 0,8, g 0,2, k − 0,4 und o − 1,0 V. χ₃ ’ Borophen auf Ag(111) bei d 0,8, h 0,2, l − 0,4 und p − 1.0 V. Die grünen Kugeln repräsentieren die Boratome. Die von durchgezogenen roten Linien umschlossenen Rechtecke und Rauten bezeichnen die Elementarzellen von Borschichten im gewachsenen Zustand auf der Ag(111)-Oberfläche

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir First-Principles-Rechnungen zur Atomstruktur, Stabilität und elektronischen Eigenschaften für die drei 2D-Borbleche durchgeführt, die erst kürzlich auf der Metalloberfläche aufgewachsen wurden, nämlich geknickt dreieckig, β₁₂ , und χ₃ Gitter. Unsere Berechnungen zeigen, dass alle drei Borschichten ohne die Unterstützung eines Metallsubstrats thermodynamisch instabil sind. Die Bandstrukturen weisen darauf hin, dass sich das geknickte dreieckige Borblech wie ein Metall mit starker Anisotropie und β₁₂ . verhält und χ₃ Borbleche sind auch ohne Energielücken metallisch. Darüber hinaus zeigen unsere Ergebnisse, dass die Energien für die drei Gittertypen sehr nahe beieinander liegen und die Gitterübereinstimmung zwischen dem geknickten Dreieck und β₁₂ Borschichten und Ag(111)-Oberfläche ist ziemlich klein. Darüber hinaus haben wir festgestellt, dass sowohl geknickte Dreiecke als auch β₁₂ Borschichten auf dem Ag(111) bilden das rechteckige Gitter und die parallelen Streifenmuster des STM-Bildes, jedoch mit geringem Unterschied. Unsere Ergebnisse liefern Details zur Unterscheidung der beiden Gitter. Am wichtigsten ist, dass unsere simulierten STM-Bilder eine neue Erklärung für die experimentell beobachteten Borschichten auf der Ag(111)-Oberfläche liefern.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

3D:

Dreidimensional

STM:

Rastertunnelmikroskopie