Gleichrichtungsleistung von Heteroübergang basierend auf α-Borophen-Nanobändern mit Kantenpassivierung

Einführung

In den letzten Jahrzehnten wurden zahlreiche zweidimensionale (2D) Materialien wie Graphen [1, 2], Silicen [3, 4], Übergangsmetalldichalkogenide (TMD) [5, 6] und Phosphoren [7, 8 ], wurden aufgrund ihrer einzigartigen Eigenschaften eingehend untersucht. Insbesondere zeigen diese 2D-Materialien einige interessante elektronische Transportverhalten, wie Riesenmagnetwiderstand (GMR) [9, 10], negativer Differentialwiderstand (NDR) [11, 12], Spinfilterung [13, 14] und Gleichrichtung [15 , 16], was potenzielle Anwendungen in elektronischen Geräten im Nanomaßstab bietet. Kürzlich haben einige Studien auch gezeigt, dass 2D-Materialien breite Anwendungsperspektiven in thermoelektrischen Geräten im Nanomaßstab haben [17–20]. Anschließend wird die Erforschung lateraler Heterojunctions auf Basis von 2D-Materialien zu einem wichtigen Thema. Und einige theoretische Studien haben gezeigt, dass die lateralen Heteroübergänge potenzielle Anwendungen in Feldeffekttransistoren und komplementären Metalloxid-Halbleitertechnologien haben [21, 22]. Auch die lateralen Heterojunctions mit Atomdicke wurden bereits experimentell hergestellt [23, 24]. Diese Errungenschaften haben die Bemühungen zur weiteren Erforschung lateraler Heterojunctions aus geeigneteren 2D-Materialien inspiriert.

In jüngster Zeit haben Borophen-Monoschichten nach Graphen und Silicen auch umfangreiches Interesse [25–28] erhalten. Die theoretischen Studien sagten voraus, dass die einschichtigen Borschichten stabil auf dem metallischen Substrat existieren können, was durch die nachfolgenden Beobachtungen bestätigt wurde [29, 30]. Bisher wurden eine Reihe von 2D-Borstrukturen durch epitaktisches Wachstum auf Ag-(111)-Substraten erhalten, wie z. B. β ₁₂ -, χ ₃ -, δ ₆ -Borophen und Wabenborophen [31–34]. Theoretische Studien weisen darauf hin, dass die Stabilität des Borblattes durch das Einbringen eines hexagonalen Lochs erhöht werden kann [35]. Die DFT-Rechnungen zeigten, dass das Borophen mit einer „Hexagon-Lochdichte“ (η ) vom 1/9, benannt als α −Borophen [35, 36], ist energetisch günstig. Außerdem ist die Zickzack-Kante α -Borophen-Nanoband (Z α BNR) zeigt durch unterschiedliche Kantenmodifikationen entweder metallisches oder halbleitendes Verhalten [37]. Daher muss die elektronische Transporteigenschaft von Borophen-Nanostrukturen noch weiter erforscht werden, obwohl eine Vielzahl von Studien zu den elektronischen Strukturen, mechanischen und thermischen Eigenschaften durchgeführt wurden [25–28].

In dieser Arbeit untersuchen wir die Transporteigenschaften von Heterojunctions aus der Zickzackkante Z α BNRs. Wir konstruieren drei Arten von lateralen Metall-Halbleiter-Übergängen in der Ebene. Wir stellen fest, dass alle Übergänge aufgrund des Vorhandenseins der Grenzflächen im Streubereich und der Asymmetrie auf der linken und rechten Seite ein Gleichrichtungsverhalten im niedrigen Bias-Bereich aufweisen. Darüber hinaus wird die gleichrichtende Wirkung der Übergänge mit der Zunahme der Anzahl primitiver Zellen im Halbleiterteil des Übergangs ausgeprägt. Die Transporteigenschaften von Übergängen hingen stark von halbleitenden Nanobändern im rechten Teil ab. Dieses Phänomen kann der Bandlücke nahe dem Fermi-Niveau des halbleitenden Teils zugeschrieben werden. Die Wahrscheinlichkeit von Elektronen durch den Übergang wird kleiner, wenn die Bandlücke zunimmt, was dazu führt, dass der Strom des Übergangs abnimmt und das Gleichrichtungsverhältnis erhöht wird. Insbesondere kann die Gleichrichtungsrate des Übergangs M10N etwa 240 erreichen, was mit dem zuvor untersuchten Heteroübergang mit Graphen als Elektrode vergleichbar ist und darauf hindeutet, dass er potenzielle Anwendungen in Gleichrichtungsgeräten hat [38]. Der Aufbau dieses Papiers ist wie folgt. Im Abschnitt „Modell- und Berechnungsmethoden“ beschreiben wir die Berechnungsdetails. Im Abschnitt „Ergebnisse und Diskussion“ stellen wir die Verkehrseigenschaften der vorgeschlagenen Knotenpunkte vor. Abschließend fassen wir unsere Ergebnisse im Abschnitt „Schlussfolgerungen“ zusammen.

Modell- und Berechnungsmethoden

Die Elementarzellen des betrachteten Z α BNRs ohne oder mit äußersten Kantenspitzen-Modifikationen sind im oberen Teil von Fig. 1 gezeigt, wobei (a) für das unpassivierte Z α BNR, (b–d) für das Z α BNRs, bei denen die äußersten Boratome der Zelle durch ein Wasserstoffatom (H), zwei H-Atome und ersetzt durch ein Stickstoffatom (N) passiviert werden, die als 1H-Z α . bezeichnet werden BNR, 2H-Z α BNR und N-Z α BNR bzw. Und ihre entsprechenden Elektronenenergiedispersionen sind anschließend im unteren Teil von Abb. 1 gezeigt, aus denen wir den Unterschied in der Bandstruktur der Bänder erkennen können. Aus Abb. 1a, mehrere Bänder des intrinsischen unberührten Z α BNR überquert das Fermi-Niveau (E _F ), das metallische Eigenschaften aufweist. Für 1H-Z α BNR, da die teilweise baumelnden Bindungen mit H-Atomen gesättigt sind, die Anzahl der Banden in der Nähe des E _F sind geringer als die des unpassivierten und zeigt auch ein Metallverhalten. Für 2H-Z α BNR, jedoch das E _F bewegt sich in die Lücke zwischen den bindenden und antibindenden Bändern aufgrund der baumelnden Bindungen am Rand sind mit zwei H-Atomen gesättigt. Daher 2H-Z α BNR ist ein Halbleiter mit einer direkten Bandlücke von 0,43 eV am Γ -Punkt wie in Abb. 1c gezeigt. Wir erwähnen, dass unsere Ergebnisse der Bandstruktur für H-passivierte Bänder hier gut mit den vorherigen numerischen Rechnungen [37] übereinstimmen. Darüber hinaus ist, wie in Fig. 1d gezeigt, die Bandstruktur von N-Z α BNR zeigt an, dass es sich um einen Halbleiter mit einer indirekten Bandlücke von 1,0 eV handelt. Dies könnte an der Substitution von N an den B-Atompositionen am Rand liegen, die genügend Elektronen bringen, um die Bindungsbahnen zu füllen.

Die Elementarzellengeometrien (oben) und Bandstrukturen (unten) für a unpassiviert Z α BNR, b 1H-Z α BNR, c 2H-Z α BNR und d N-Z α BNR, wobei das Fermi-Niveau auf Null gesetzt ist und die rosa, magentafarbenen und weißen Kugeln Bor-, Stickstoff- bzw. Wasserstoffatome darstellen

Wir etablieren drei laterale Metall/Halbleiter-Heterojunction-Modelle basierend auf dem oben erwähnten Z α BNRs. Jeder Modellübergang ist in drei Teile unterteilt:die linke Elektrode, die rechte Elektrode und den zentralen Streubereich. Die geometrische Struktur der Übergänge, wie in Abb. 2 gezeigt, wobei die linke Elektrode immer ein halbinfinitiver langer, blanker, nicht passivierter Z α . ist BNR oder 1H-Z α BNR, und die rechte Elektrode ist entweder ein halbleitendes 2H- oder N-Z α BNR. Insbesondere jedoch sind die zentralen Streubereiche der drei Übergänge ein Z α BNR-Elementarzelle gekoppelt mit n (n =1, 2, 5, 8, 10) Elementarzellen von 2H-Z α BNR, ein 1H-Z α BNR gekoppelt mit n Zellen von 2H-Z α BNR und ein Z α BNR-Zelle gekoppelt mit n Zellen von N-Z α BNR bzw. Entsprechend benennen wir sie auch als Mn H, M’n H und Mn N-Übergänge, die jeweils in den Abb. 2a–c gezeigt sind. Es ist erwähnenswert, dass Abb. 2 nur ein schematisches Diagramm des Modells mit n . zeigt =1 und die anderen Fälle von n werden aus Platzgründen weggelassen.

Die geometrischen Strukturen der vorgeschlagenen drei Typen von Modellverbindungen, wobei a für Mn H, b für M’n H und c für Mn N, wobei n repräsentiert die Anzahl der Elementarzellen des Halbleiterteils in der zentralen Streuung. Der große (blaue) gestrichelte Rahmen stellt den zentralen Streubereich dar, in dem der kleine die Elementarzelle anzeigt

Die Berechnungen wurden mit dem Softwarepaket Atomistix ToolKit (ATK), QuantumWise A /S (www.quantumwise.com), durchgeführt, das auf der DFT in Kombination mit der Keldysh-Nichtgleichgewichts-Green-Funktion (NEGF) basiert [39–41]. Für das Austauschkorrelationspotential wird das Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE)-Funktional unter der generalisierten Gradienten-Approximation (GGA) verwendet. Die Borilliouin-Zone (BZ) wird mit einem 1×1×100 Monkhorst-Pack k . beprobt -mesh und die Cutoff-Energie wird auf 150 Ry gesetzt. Die geometrischen Strukturen aller Heteroübergänge wurden entspannt, bis der Absolutwert der auf jedes Atom wirkenden Kraft weniger als 0,01 eV beträgt Å ⁻¹ . Um Wechselwirkungen zwischen periodischen Bildern zu vermeiden, hat die Superzelle mindestens eine Vakuumschichtdicke von 15 .

Der Strom durch den Heteroübergang bei einer Vorspannung von V wird nach der Landauer-Büttiker-Formel berechnet [42, 43]

wo h , e , und V sind die Planck-Konstante, die Elementarladung bzw. die Vorspannung und f _{L /R} (E ,V ) ist die Fermi-Dirac-Verteilungsfunktion in der linken/rechten Elektrode. Der Transmissionskoeffizient wird berechnet durch

wo G (E ,V ) und G ^† (E ,V ) bezeichnen die retardierte bzw. fortgeschrittene Green-Funktion und Γ _L (Γ _R ) ist die Kopplungsmatrix zwischen dem zentralen Streubereich mit der linken (rechten) Elektrode.

Ergebnisse und Diskussion

Die berechnete Strom−Spannung (I −V ) Kurven von Heterojunctions Mn H, M ^′ n H und Mn N innerhalb des Vorspannungsbereichs von –1,0 bis 1,0 V sind jeweils in den Abb. 3a–c gezeigt. Von diesen ich −V Kurven können wir deutlich sehen, dass mit zunehmender positiver Vorspannung der Strom in allen drei Arten von Übergängen schnell ansteigt. Mit der Zunahme der negativen Vorspannung wird jedoch der Strom durch die Übergänge langsamer erhöht. Das Ich −V Kurven haben unter dem gesamten Bias offensichtlich asymmetrische Eigenschaften, was bedeutet, dass die Übergänge ein Gleichrichtungsverhalten innerhalb des Bias-Bereichs aufweisen. Der Gleichrichtungseffekt im Heteroübergang wird hauptsächlich durch die Asymmetrie der unterschiedlichen Nanobänder auf der linken und rechten Seite und die Bildung der Grenzfläche im zentralen Streubereich verursacht. Um die Stärke des Korrekturverhaltens zu bewerten, verwenden wir die Daten für die I −V Kurven zur Berechnung des Gleichrichtungsverhältnisses (RR), das als RR (V )=|Ich (+V )|/|Ich (−V )|, wobei ich (±V ) stellt den Strom bei positiver und negativer Vorspannung dar. Die berechneten RRs der drei Arten von Kreuzungen Mn H, M ^′ n H und Mn N innerhalb des Vorspannungsbereichs von 0,1 V –0,5 V sind jeweils in den Abb. 3d–f dargestellt. Für Typ Mn H beträgt die RR von M1H nur 3 bei 0,2 V, während die von M10H bei derselben Vorspannung 115 erreichen kann. In ähnlicher Weise gilt für das M ^′ n N-Typ bei Vorspannung 0,2 V, RR von M ^′ 1H ist 3 und das von M ^′ 10H ist bis zu 90. Außerdem gilt für die Mn N-Typ ist der RR von M1N 2 bei 0,3 V, während der von M10N bis zu 240 erreicht. Durch sorgfältige Betrachtung von Abb. 3 stellen wir außerdem fest, dass die Größe des Stroms und der RR durch Ändern der Größe des . gesteuert werden können Halbleiterteil des Übergangs. Insbesondere wird einerseits der Strom im Übergang verringert, wenn die Anzahl der primitiven Zellen des Halbleiterteils erhöht wird. Andererseits wird die RR signifikant erhöht, wenn die Anzahl der primitiven Zellen erhöht wird. Da die rechte Seite des Heteroübergangs ein Halbleiter-Nanoband mit einer Bandlücke ist, nimmt die Wahrscheinlichkeit des Elektronentunnelns mit zunehmender Länge des Halbleiters exponentiell ab. Als Ergebnis in den Heterojunctions von Mn H, M ^′ n H und Mn N, als n steigt, RR steigt deutlich an. Dieses Ergebnis steht in guter Übereinstimmung mit früheren Studien zu Heterojunctions basierend auf anderen 2D-Materialien [44–46].

Das Ich -V Charakteristiken und Gleichrichtungsverhältnisse für die drei Arten von Heterojunctions, wobei a –c entsprechen ich -V Kurven für Kreuzungen Mn H, M ^′ n H und Mn N (n =1, 2, 5, 8, 10) innerhalb des Vorspannungsbereichs von (− 1,1) V. Der Einschub in c ist das vergrößerte Ich -V Kurven von Mn N innerhalb des Bias-Bereichs. d –f Die entsprechend berechneten Rektifikationsverhältnisse aus dem I-V Daten

Vergleich des Ich −V Kurven und RRs unter den drei Arten von Heteroübergängen, die in Abb. 3 gezeigt sind, stellen wir fest, dass die Variation von I −V Kurven und RRs für Mn H und M ^′ n H haben die ähnlichen Trends. Die für Mn N sind deutlich unterschiedlich. Um den Unterschied in den Transporteigenschaften der drei Arten von Übergängen zu erklären, haben wir die in Abb. 4 gezeigten Transmissionsspektren unter Nullvorspannung berechnet, wobei die Bandstrukturen der linken und rechten Elektrode begleitet werden. Aus diesen Transmissionsspektren kann man sehen, dass alle Übergänge eine Transmissionslücke in der Nähe des Fermi-Niveaus haben, wobei wir die magentafarbene gestrichelte Linie verwenden, um die Lückenposition anzuzeigen. Der Grund für die Existenz der Transmissionslücke ist, dass die Energiebandstruktur der rechten Elektrode eine Lücke nahe dem Fermi-Niveau aufweist. Somit stimmt die Bandstruktur der linken und rechten Elektroden nicht überein, wodurch der Transportkanal geschlossen wird und die Elektronen der linken Elektrode die rechte Elektrode nicht erreichen können. Dies ist auch der physikalische Ursprung des schwachen Stroms bei der niedrigen Vorspannung. Außerdem hat der Vergleich von Fig. 4a, b und Fig. 4a, c gezeigt, dass die Transmissionsspektren von Mn H und M ^′ n H unter Null-Bias weist ähnliche Trends auf; jedoch die Trends von Mn H und Mn N sind ganz anders. Dies wird durch den Übereinstimmungsgrad der Bandstrukturen der linken und rechten Elektroden in der Nähe des Fermi-Niveaus bestimmt. Das linke metallische Nanoband des Übergangs M ^′ n H ändert sich von Z α BNR bis 1H-Z α BNR im Vergleich zu Mn H. Der Übereinstimmungsgrad zwischen linken und rechten Elektroden in der Nähe des Fermi-Niveaus ist fast unverändert. Für Mn N, das rechte Halbleiter-Nanoband ändert sich von 2H-Z α BNR nach N-Z α BNR im Vergleich zu Mn H. Die Bandlücke wird von 0,43 eV auf 1,0 eV erhöht, was zu einer Abnahme des Anpassungsgrads der linken und rechten Elektroden nahe dem Fermi-Niveau führt. Daher sind die Transporteigenschaften von Mn H und M ^′ n H sind fast gleich, während die Mn H und Mn N sind offensichtlich unterschiedlich. Dieses Ergebnis zeigt, dass die Änderung des metallischen Nanobandes des linken Teils einen geringen Einfluss auf die Transporteigenschaften des Übergangs hat; jedoch hat das Ändern des rechten Teils des Halbleiter-Nanobandes einen großen Einfluss darauf.

Die Bandstruktur der linken und rechten Elektrode, wobei das Fermi-Niveau auf Null gesetzt ist und die magenta-gestrichelten Linien die Bandlücke der rechten Halbleiterelektrode anzeigen. Die Transmissionsspektren bei null Bias für Heteroübergänge a Mn H, b M ^′ n H und c Mn N mit n =1 (rote gestrichelte Linie), 5 (blaue gestrichelte Linie) und 10 (grüne durchgezogene Linie) werden entsprechend im mittleren Teil jeder Abbildung angezeigt

Um die Details des Gleichrichtungsverhaltens für die Heteroübergänge besser zu verstehen, haben wir die Transmissionsspektren bei mehreren bestimmten Vorspannungen berechnet, wie in Abb. 5 gezeigt, wobei der obige/untere Teil die Transmissionsspektren der Verbindung unter der positiven/negativen Vorspannung zeigt. Nach der Landauer-Büttiker-Formel wissen wir, dass der Strom im Übergang direkt mit der integrierten Fläche des Transmissionsspektrums innerhalb des Bias-Fensters zusammenhängt [47–49]. Aus dem in Abb. 5 gezeigten Transmissionsspektrum können wir erkennen, dass die drei Modelltypen einen gemeinsamen Trend aufweisen. Im Vorspannungsfenster nimmt die integrierte Fläche des Transmissionsspektrums ab, wenn die Anzahl der primitiven Zellen in dem Halbleiterteil erhöht wird. Aus diesem Grund nimmt der Strom im Heteroübergang ab, wenn die Anzahl der Zellen im Halbleiterabschnitt erhöht wird, wie in Fig. 3 gezeigt. Fig. 5a zeigt die Transmissionsspektren der Heteroübergänge Mn H bei ± 0,3 V. Für M1H ist die integrale Fläche des Transmissionsspektrums im Bias-Fenster bei 0,3 V nur geringfügig größer als − 0,3 V. Daher ist der Strom von 0,3 V nur geringfügig höher als − 0,3 V, und die RR beträgt nur 3 bei einer Vorspannung von 0,3 V. Für M5H und M10H ist jedoch die integrale Fläche des Transmissionsspektrums bei positiver Vorspannung im Vorspannungsfenster deutlich größer als bei negativer Vorspannung. Dies führt dazu, dass der Strom von M5H und M10H bei positiver Vorspannung größer ist als bei negativer Vorspannung, und RR ist viel größer als bei M1H. Abbildung 5b zeigt die Transmissionsspektren von M ^′ n H bei ± 0,3 V. Aus der Abbildung ist ersichtlich, dass die Transmissionsspektren von M ^′ n H im Bias-Fenster sind fast gleich Mn H. Daher sind bei gleicher Vorspannung der Strom und das RR von M ^′ n H und Mn H sind nahezu gleich [siehe Abb. 3b, e]. Die Transmissionsspektren von Mn N bei ±0,9 V sind in Abb. 5c dargestellt. Da die Transmissionskoeffizienten im Bias-Fenster zu klein sind, vergrößern wir die Transmissionsspektren im Bias-Fenster und fügen es als Einschub an der unteren rechten Seite von Abb. 5c an. Der Trend des M1N-Transmissionsspektrums im Bias-Fenster ähnelt dem von M1H und M ^′ 1 Std. Daher ist auch die RR von M1N klein. Für M5N und M10N ist die integrale Fläche des Transmissionsspektrums unter positiver Vorspannung im Vorspannungsfenster viel größer als die Fläche unter negativer Vorspannung. Daher sind im Vergleich zu M1N die asymmetrischen Eigenschaften dieser I −V Kurven sind deutlicher. Dies impliziert, dass sie ein großes Gleichrichtungsverhältnis aufweisen. Es ist erwähnenswert, dass die RR von M10N 240 erreichen kann, was die beste unter den drei Arten von Heterojunction ist.

Die Transmissionsspektren für Heterojunctions a Mn H bei einer Vorspannung ± 0,3 V, b M ^′ n H bei einer Vorspannung von ± 0,3 V und c Mn N bei einer Vorspannung ± 0,9 V mit der gleichen Wahl von n in Linienfarben für Abb. 4, wobei in jeder Figur der obere/untere Teil für die Übertragung bei positiver/negativer Vorspannung ist. Die beiden vertikalen (magenta) durchgezogenen Linien zeigen das Bias-Fenster an. Der Einschub in Abb. 5c ist eine Verstärkung der Transmissionsspektren im Bias-Fenster

Um das Transmissionsspektrum in Abb. 5 intuitiver zu erklären, zeigen wir den Transmissionseigenzustand von M5H und M ^′ 5H um V =0,3 V, E =− 0,15 eV und V =− 0,3 V, E =0,15 eV in Abb. 6a bzw. b. Und der Transmissionseigenzustand von M5N bei V =0,9 V, E =− 0,45 eV und V =− 0,9 V, E =0,45 eV sind in Abb. 6c [15, 16, 49] dargestellt. Die Analyse des Transmissionseigenzustands kann durch lineares Kombinieren der sich ausbreitenden Bloch-Zustände \(\sum_{m}C_{a,m}\psi_{m}\) erhalten werden. Das C _{a ,m} kann aus der Diagonalisierung der Transmissionsmatrix abgeleitet werden, d. h. \({\sum \nolimits }_{n}T_{mn}C_{a,n}\)=λ _a C _{a ,m} , wobei λ _a ist der Transmissionseigenwert. Wie aus Abb. 6 ersichtlich, liegt der Transmissionseigenzustand unter negativer Vorspannung für alle Heteroübergänge im metallischen Teil (unpassiviert Z α BNR und 1H-Z α BNR). Bei positivem Bias ist der Transmissionseigenzustand meist auf dem linken Teil lokalisiert. Es bildet jedoch einen Übertragungskanal im Heteroübergang. Die Elektronen können von der linken Elektrode auf die rechte Elektrode übertragen werden. Daher ist im Bias-Fenster der Transmissionskoeffizient bei positivem Bias größer als bei negativem Bias. Im Vergleich von Fig. 6a mit b sieht man, dass der Transmissionseigenzustand von M ^′ 5H und M5H unterscheiden sich nur geringfügig. Somit sind die Heterojunctions M ^′ 5H und M5H haben fast die gleichen Transmissionskoeffizienten im Bias-Fenster. Da außerdem für M5N die Bandlücke des Halbleiterteils zunimmt, führt dies zu einer dramatischeren elektronischen Streuung im Heteroübergang. Daher können nur wenige der Übertragungseigenzustände auf die rechte Seite übertragen werden. Dies führte zu dem Transmissionskoeffizienten von Mn N im Vorspannungsfenster ist kleiner als das der anderen beiden Arten von Heteroübergang. Währenddessen wird bei derselben Vorspannung der Strom von Mn N ist die kleinste der drei Arten von Heterojunctions.

Die Transmissionseigenzustände für Heterojunction a M5H bei Vorspannung − 0,3 V mit E =0,15 eV (oben) und bei Vorspannung 0,3 V mit E =− 0,15 eV (niedriger), b M ^′ 5H bei − 0,3 V mit E =0,15 V und bei 0,3 V mit E =− 0,15 eV und c M5N bei Vorspannung =− 0,9 V mit E =0,45 eV und bei 0,9 V mit E =− 0,45 eV bzw. Die Isowerte sind auf 0.2 Å ⁻³ . festgelegt e V ⁻¹ für alle Eigenzustände

Um schließlich den Einfluss der linken und rechten Nanobänder auf die Transporteigenschaften mit Heteroübergängen weiter zu untersuchen, zeigt Abb. 7 die projizierte Zustandsdichte (PDOS) der drei Arten von Heteroübergängen. Aus Abb. 7a kann man sehen, dass die PDOS-Spektren von den linken Elektroden (unpassiviertes Z α BNR) der Verbindungen M1H, M5H und M10H mit Überlappung in der Nähe des Fermi-Niveaus. Dies deutet darauf hin, dass die von der linken Elektrode beigesteuerte PDOS kaum durch die Ausdehnung des Halbleiter-Nanobandes beeinflusst wird (2H-Z α BNR) im mittleren Streubereich. Die von der rechten Elektrode beigesteuerten PDOS-Spektren (2H-Z α BNR) hat eine Lücke in der Nähe des Fermi-Niveaus. Dies wird durch eine Bandlücke nahe dem Fermi-Niveau der rechten Elektrode verursacht [siehe Abb. 3c]. Beeinflusst durch die Ausdehnung der intermediären Streuregion 2H-Z α BNR, die von den rechten Elektroden der Übergänge M1H, M5H und M10H beigesteuerten PDOS-Spektren unterscheiden sich im Energiebereich außerhalb der Bandlücke stark voneinander. Da es für den Heteroübergang M ^′ . keinen wesentlichen Unterschied zwischen den beiden Elektroden gibt n H und Mn H, die rechte Elektrode ist dieselbe und die linke Elektrode ist ein Metallband. Die PDOS von M ^′ n H und Mn H sind in der Nähe des Fermi-Niveaus fast gleich, wie in Abb. 7a, b gezeigt. Dies ist einer der Gründe, warum das Transmissionsspektrum, I −V Kurven und RR von Mn H und M ^′ n H sind bei niedriger Vorspannung ähnlich [siehe Fign. 3 und 5]. In Abb. 7c präsentieren wir die PDOS der Mn N. Aufgrund der Zunahme der Bandlücke des Halbleiterteils im Heteroübergang wird der Einfluss der linken Elektrode auf die Übertragungseigenschaften kleiner. Daher überlappen sich PDOS in einem größeren Energiebereich nahe dem Fermi-Niveau. Das von der rechten Elektrode beigesteuerte PDOS-Spektrum weist eine Lücke im Energiebereich von (− 0.5, 0.5) eV auf. Sie stimmen mit der Position der Lücke mit der N-ZBNR-Bandstruktur überein. Aus der PDOS können wir schließen, dass die linke Metallelektrode wenig Einfluss auf die Transporteigenschaften des intermediären Streubereichs hat. Die Halbleiterteilelektrode auf der rechten Seite ist jedoch kritisch für die Transporteigenschaften des intermediären Streubereichs.

Die projizierte Zustandsdichte (PDOS) der linken unpassivierten ZBNR-Elektrode (oben) und der rechten Elektrode (1H-Z α BNR, 2H −ZBNR oder N-Z α BNR) (niedriger) für a Mn H, b M ^′ n H und c Mn N mit der gleichen Auswahl von n jeweils in Linienfarben für Abb. 5

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir die Transporteigenschaften von α . untersucht −Borophen-basierte Drei-Typ-Heterojunctions. Wir haben festgestellt, dass die drei Arten von Heteroübergängen ein Gleichrichtungsverhalten aufweisen, darunter das Gleichrichtungsverhältnis des Heteroübergangs Z α BNR/N-Z α Das BNR kann bis zu 240 erreichen. Darüber hinaus wird der Effekt der Gleichrichtung mit zunehmender Anzahl von Elementarzellen im zentralen Halbleiterteil deutlicher. Der Ursprung des Gleichrichtungsverhaltens wird durch die Analyse der Transmissionsspektren und Eigenzustände unter positiver/negativer Vorspannung aufgezeigt und diskutiert. Das Gleichrichtungsverhalten der Heteroübergänge hängt stark vom Bandabstandswert der Nanobänder im Halbleiterteil ab. Diese Schlussfolgerung wurde weiter bestätigt durch die Analyse von PDOS, die von den linken und rechten Elektroden beigesteuert wurden. Unsere Ergebnisse liefern neue Linien für das Design der Gleichrichtung elektronischer Geräte.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Das Design von Nanojunctions und Computerberechnungen wurden von ATK durchgeführt.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

TMD:

Übergangsmetalldichalkogenide

GMR:

Riesenmagnetwiderstand

NDR:

Negativer Differenzwiderstand

DFT:

Dichtefunktionaltheorie

Z α BNR:

Zickzack-Kante α -Borophen-Nanobänder

H:

Wasserstoffatom

N:

Stickstoffatom

1H-Z α BNR:

Die Z α BNRs, bei denen die Kante durch einen Wasserstoff passiviert ist

2H-Z α BNR:

Die Z αBNRs mit durch zwei Wasserstoffatome passivierter Kante

N-Z α BNR:

Die Z α BNRs, bei denen die Boratome am Rand durch ein Stickstoffatom ersetzt sind

E _F :

Fermi-Niveau

ATK:

Atomistix-ToolKit

NEGF:

Die Funktion des Keldysh-Nichtgleichgewichts Green

PBE:

Perdew-Burke-Ernzerhof

GGA:

Verallgemeinerte Gradienten-Approximation

BZ:

Borilliouin-Zone

Ich −V Kurven:

Strom −Spannungskurven

RR:

Korrekturverhältnis

PDOS:

Projizierte Zustandsdichte