Elektrisch-feldinduzierter Bandlückenübergang in Monolayer InSe: Von indirekt zu direkt und zurück

Zusammenfassung

Die elektronischen Strukturen von Monolayer InSe unter einem senkrechten elektrischen Feld werden untersucht. Ein indirekt-direkt-indirekter Bandlückenübergang wird in Monolayer InSe gefunden, wenn die elektrische Feldstärke kontinuierlich erhöht wird. Gleichzeitig wird die globale Bandlücke allmählich auf null unterdrückt, was darauf hinweist, dass ein Halbleiter-Metall-Übergang stattfindet. Die zugrundeliegenden Mechanismen werden durch Analyse sowohl der Orbitalbeiträge zum Energieband als auch der Entwicklung der Bandkanten enthüllt. Diese Ergebnisse können nicht nur unser weiteres Verständnis der elektronischen Eigenschaften von geschichteten Gruppe-III-VI-Halbleitern erleichtern, sondern auch nützliche Anleitung für das Design optoelektronischer Geräte bieten.

Einleitung

Seit der bahnbrechenden Arbeit zur experimentellen Realisierung eines einlagigen Graphits, nämlich Graphen [1, 2], haben atomar dünne zweidimensionale (2D) Materialien viel Aufmerksamkeit erhalten [3, 4]. Verschiedene Monolayer-2D-Materialien wurden theoretisch vorhergesagt oder experimentell entdeckt, darunter Silicen [5–7], Germanan [8], schwarzer Phosphor [9, 10], Übergangsmetall-Dichalkogenide (TMDs) [11–13] und hexagonales Bornitrid [14–16]. Obwohl diese atomar dünnen 2D-Materialien ähnliche Waben-Gitterstrukturen haben, sind ihre elektronischen Strukturen und Leitfähigkeitseigenschaften ganz unterschiedlich, einschließlich Metall [1, 2, 5–8], Halbleiter [9–13] und Isolator [14–16]. Daher können diese einlagigen 2D-Materialien je nach ihren elektronischen Eigenschaften Anwendungen im Design multifunktionaler elektronischer und optischer Geräte finden [3, 4]. Zum Beispiel werden abstimmbare optische Geräte mit hohem Qualitätsfaktor basierend auf Si-Graphen-Metamaterialien [17], Cu-Graphen-Metamaterialien [18] und MoS₂-SiO₂-Si-Wellenleiterstrukturen [19] vorgeschlagen. Perfekte Tal- oder/und Spinpolarisationsgeräte basierend auf ferromagnetischem Graphen [20], gestrahltem Graphen mit Rashba-Spin-Orbit-Kopplung und magnetischer Barriere [21] und gestrahltem Silicen mit einem elektrischen Feld werden vorgeschlagen [22, 23]. Darüber hinaus werden die Wechselwirkungseffekte zwischen den Zersetzungskomponenten von SF₆ und verschiedenen Materialien einschließlich N-dotierter Einwand-Kohlenstoffnanoröhren [24], Pt₃-TiO₂(1 0 1) Oberfläche [25], Ni-dotiertem MoS₂-Monolayer [26] und Pd (1 1 1) Oberfläche [27] mittels Dichtefunktionaltheorie (DFT) untersucht.

Gruppe-III-VI-Verbindungen MXs (M = Ga, In und X = S, Se, Te) sind eine weitere Familie geschichteter 2D-Materialien. Aufgrund ihrer einzigartigen elektrischen Eigenschaften haben diese Materialien viele Forscher auf sich gezogen [28]. DFT [29–33] und Tight-Binding-Modell [34] Berechnungen zeigen, dass der Energiebandabstand von geschichteten MXs dickenabhängig ist und von 1,3 auf 3,0 eV ansteigt, wenn die Anzahl der Schichten verringert wird. Gleichzeitig wird ein direkt-indirekter Bandlückenübergang beobachtet, was dem Verhalten von geschichtetem schwarzem Phosphor [9, 10] und TMDs [11–13] entgegengesetzt ist. Diese beträchtliche Energiebandlückenmodulation von geschichteten MXs kann zum Design optoelektronischer Geräte verwendet werden [35, 36]. Zusätzlich wird die Stabilität von InSe, dotiert mit Sauerstoffdefekten, untersucht und als stabiler als schwarzer Phosphor in Luft befunden [37]. Der Magnetismus von InSe-Monolayer kann durch Adsorption von As [38], C und F [39] eingestellt werden. Ein riesiger Spin-Ladung-Umwandlungseffekt wird in Doppellagen InSe aufgrund gebrochener Spiegelungssymmetrie gefunden [40]. Zudem hängen die elektronische Struktur und die Strom-Spannungs-Kennlinien von Monolayer-InSe-Nanobändern stark von den Randzuständen ab [41]. Andererseits verifizieren experimentelle Forschungen die schichtabhängigen elektronischen Strukturen von MXs und sie können auf Licht im sichtbaren und nahen Infrarotbereich reagieren [42–45]. Auch werden die Trägerbeweglichkeiten von MXs als hoch befunden, was ihre Verwendung für Feldeffekttransistoren ermöglicht. Für bulk GaS und GaSe betragen die Trägerbeweglichkeiten etwa 80 bzw. 215 cm² V⁻¹ S⁻¹ [46]. Für Monolayer InSe ist die Trägerbeweglichkeit sogar bis zu fast 10³ cm² V⁻¹ S⁻¹ [47]. Zudem kann der Bandabstand von geschichtetem InSe durch uniaxiale Zugspannung manipuliert werden, was durch Photolumineszenzspektren identifiziert wurde [48].

Aus der Sicht des optoelektronischen Gerätedesigns ist die Effizienz von Geräten auf Basis von direkten Bandlücken-Halbleitern besser als die von indirekten Bandlücken-Halbleitern. Daher ist die Umwandlung von indirekten Bandlücken-wenigen-Schichten MXs in direkte Bandlücken-Typen eine Herausforderung für die wissenschaftliche Gemeinschaft. Kürzlich wurden Bandlückenmanipulation und indirekt-direkter Bandlückenübergang in Monolayer InSe durch uniaxiale Dehnung gefunden [49]. Auch direkte Bandlücken-Halbleiter wurden durch Stapeln von 2D n-InSe und p-GeSe(SnS) erhalten. Und die Bandlückenwerte und Bandoffsets dieser van-der-Waals-Heteroübergänge können durch Zwischenschichtkopplung und externes elektrisches Feld eingestellt werden [50]. Zusätzlich werden die möglichen Stapelkonfigurationen von Doppellagen InSe und der Einfluss des senkrechten elektrischen Feldes auf ihre elektronischen Strukturen untersucht. Indirekte Bandlücken-Doppellagen InSe können durch Variation der elektrischen Feldstärke in den metallischen Typ transformiert werden [51]. Ähnlich wird in anderen geknickten 2D-Materialien wie Silicen [52], Germanen [53], Übergangsmetall-Dichalkogeniden [54, 55] und schwarzem Phosphor [56] ein senkrechtes elektrisches Feld vorgeschlagen, um ihre Bandlücke und elektronischen Eigenschaften abzustimmen. Angesichts dieser früheren Studien kann die natürliche Frage gestellt werden, welche Auswirkungen ein elektrisches Feld auf die elektronischen Strukturen des Monolayer InSe hat.

In diesem Brief werden die Auswirkungen eines senkrechten elektrischen Feldes auf die elektronischen Strukturen des Monolayer InSe mittels des Tight-Binding-Modell-Hamiltons untersucht. Ein indirekt-direkt-indirekter Bandlückenübergang kann im betrachteten System mit zunehmender elektrischer Feldstärke erreicht werden. Gleichzeitig wird der Bandabstand des Monolayer InSe allmählich verringert, was schließlich zu einem metallischen Zustand führt. Die physikalischen Mechanismen dieser Effekte werden durch Analyse der Orbitalzerlegung für das Energieband und der elektrisch-feld-modulierten Energiepositionverschiebung der Bandkanten enträtselt. Unsere Studien können zum fundamentalen Verständnis der elektronischen Eigenschaften von wenigen-Schichten InSe beitragen sowie theoretische Grundlagen für 2D-optoelektronische Geräte liefern.

Methoden

Die Draufsicht des InSe-Monolayers ist in Abb. 1a skizziert, wo die großen violetten Kugeln Indium-Ionen darstellen, während die kleinen grünen Selen-Ionen darstellen. Diese beiden Ionenarten bilden eine graphenähnliche hexagonale Struktur in der xy-Ebene mit Gitterkonstante a, dem Abstand zwischen den nächsten In- oder Se-Ionen. Abbildung 1b zeigt das Schema der Seitenansicht des InSe-Monolayers. Im Gegensatz zu Graphen werden zwei Teillagen mit Spiegelungssymmetrie in der xz-Ebene beobachtet. Der vertikale Abstand zwischen In- (Se-) Ionen verschiedener Teillagen wird auf d (D) gesetzt. Daher besteht eine Einheitszelle des Monolayer InSe aus vier Ionen Se₁, In₁, Se₂ und In₂, wie durch den roten Ellipsen in Abb. 1b gezeigt, wobei die Zahl 1 (2) den Teillagenindex angibt.

(Farbe online) Draufsicht (a) und Seitenansicht (b) des Monolayer InSe in der xy- und xz-Ebene. Die Gitterkonstante zwischen den nächsten In- oder Se-Ionen in der xy-Ebene ist a, und der Abstand zwischen den nächsten In- (Se-) Ionen in verschiedenen Teillagen ist d (D). Ein senkrechtes elektrisches Feld entlang der z-Achse E_z wird auf das Monolayer InSe angewendet. c Energieband des Monolayer InSe

Der Tight-Binding-Hamiltonian bis zu zweitnächsten Nachbarwechselwirkungen einschließlich aller möglichen Hoppings zwischen den s- und p-Orbitalen von In- und Se-Ionen lautet [34]

worin die Summe über die Teillagen l=1 und 2 läuft, und l'=2(1) als l=1(2). H_{0l}, H_{ll} und H_{ll'} bestehen aus Termen, die von den On-Site-Energien, Hoppingsenergien innerhalb und zwischen den beiden Teillagen stammen. Die expliziten Ausdrücke sind gegeben als [34]

worin die Summe über alle Einheitszellen in Teillage l läuft. ε_{In(Se)_s} ist die On-Site-Energie für das s-Orbital von In (Se) Ionen, während ε_{In(Se)_{p_α}} die für das Orbital p_α (α=x,y,z) ist. a_{lis}^† (a_{lis}) ist der Erzeugungs- (Vernichtungs-)Operator für ein Elektron im s-Orbital auf In-Ionen in Einheitszelle i und Teillage l, aber a_{lip_α}^† (a_{lip_α}) für ein Elektron im p_α-Orbital. Entsprechend ist b^† (b) der Erzeugungs- (Vernichtungs-)Operator für ein Elektron im relevanten Orbital auf Se-Ionen.

worin [34]

und

enthalten die Hopping-Terme zwischen den nächsten Nachbarn In-Se, In-In, Se-Se und nächst-nächsten In-Se Paaren innerhalb derselben Teillage l. T_{ss/sp/ps}^X ist das Hopping-Integral für die ss/sp/ps-Orbitale zwischen dem entsprechenden Paar X, während T_{π(σ)}^X das für parallele p- und p-Orbitale senkrecht zu (entlang) dem Hopping-Vektor R_α^X [57] ist. Zum Beispiel

wobei R_{In_li/Se_lj} der Positionsvektor für In_li/Se_lj ist, \hat{α} ein Einheitsvektor entlang α.

worin [34]

und

enthalten die Hopping-Terme zwischen den nächsten Nachbarn In-In, In-Se und nächst-nächsten In-In Paaren zwischen Teillagen l und l', jeweils. Wenn ein senkrechtes elektrisches Feld entlang der z-Achse auf das Monolayer InSe angewendet wird, können seine Effekte durch eine Modifikation der On-Site-Orbitalenergien von In- und Se-Ionen eingeführt werden, das heißt,

wobei e die Elektronenladung und E_z die Stärke des senkrechten elektrischen Feldes ist. Das senkrechte elektrische Feld kann durch Hinzufügen von oberen und unteren Gates zum Monolayer InSe erreicht werden. Zudem werden zwei Isolierschichten zwischen dem Monolayer InSe und den Gates eingefügt, um den elektrischen Strom entlang der z-Achse zu eliminieren. Als Ergebnis kann die elektrische Feldstärke durch Variation der Gate-Spannung eingestellt werden.

Durch Transformation des Tight-Binding-Hamiltonians in Gleichung (1) in den k-Raum und anschließende Diagonalisierung können die Energiebänder E(k) des Monolayer InSe ohne oder mit einem senkrechten elektrischen Feld bequem erhalten werden, wobei k der Wellenvektor ist. Gleichzeitig kann der Koeffizient des Eigenvektors C_{nk}(o) bei Band n, Orbital o und Wellenvektor k erreicht werden.

Numerische Ergebnisse und Diskussionen

Die Gitterparameter des Monolayer InSe in Abb. 1a und b werden als a=3,953 Å, d=2,741 Å und D=5,298 Å genommen, die durch die lokale Dichtennäherung [30] erhalten wurden. Die On-Site- und Hopping-Energien im Tight-Binding-Hamiltonian Gleichung (1) sind in Tabelle 1 angegeben, die durch Dichtefunktionaltheorie-Daten mit Scherenkorrektur [34] angepasst wurden. Obwohl hier nur die numerischen Ergebnisse des Monolayer InSe gegeben sind, wurden qualitativ ähnliche Ergebnisse auch in Doppellagen InSe und bulk InSe gefunden. Der Einfachheit halber werden sie in diesem Brief nicht präsentiert.

Abbildung 1c zeigt das Energieband des Monolayer InSe. Die Leitungsbänder um den Punkt Γ zeigen eine parabelförmige Energiedispersion, ähnlich wie bei anderen normalen Halbleitern. Die Bandstruktur entlang Γ−K ist jedoch leicht asymmetrisch zu der entlang Γ−M. Und die beiden untersten Leitungsbänder kreuzen sich entlang beide Richtungen, wie durch die roten Kreise angezeigt. Im Gegensatz zu den Leitungsbändern ist das höchste Valenzband flach, aber leicht umgekehrt um den Punkt Γ, was eine interessante mexikanische-Hut-ähnliche Struktur bildet. Daher ist Monolayer InSe ein indirekter Bandlücken-Halbleiter, was ganz anders ist als bulk InSe, da es ein direkter Bandlücken-Halbleiter ist. Die Energielücke des Monolayer InSe kann durch E_g^{id} = E_C - E_A = 2,715 eV erhalten werden, was im Vergleich zu bulk InSe E_g^d = 1,27 eV [34] stark vergrößert ist. Die anderen Valenzbänder zeigen jedoch normale parabelförmige Energiedispersion.

Um das Energieband des Monolayer InSe in Abb. 1c zu verstehen, wird die Orbitalzerlegung |C_{nk}(o)|² für das Energieband in Abb. 2 gegeben. Da die beiden Teillagen des Monolayer InSe entlang der z-Achse symmetrisch sind, haben die Ionen in verschiedenen Teillagen die gleichen Orbitalbeiträge zum Energieband. Hier werden In- und Se-Ionen in Teillage 2, wie in Abb. 1b gezeigt, als Beispiele genommen. Die oberen Panels zeigen Orbitalbeiträge von In-Ionen, während die unteren Panels die von Se-Ionen darstellen. Die Liniendicke ist proportional zum normierten Orbitalbeitrag. Man sieht, dass das unterste Leitungsband um den Punkt Γ zuerst vom p_z-Orbital des Se-Ions und dann vom s-Orbital des In-Ions beigetragen wird. Das zweite Leitungsband um den K-Punkt stammt dominanter vom p_x-Orbital des In-Ions und dann vom p_z-Orbital des Se-Ions. Das höchste Valenzband wird jedoch hauptsächlich vom p_z-Orbital des Se-Ions beigetragen. Die anderen Valenzbänder resultieren aus sowohl p_x- als auch p_y-Orbitalen des Se-Ions. Diese Ergebnisse stimmen mit denen überein, die durch DFT-Berechnungen [34] erhalten wurden.

(Farbe online) Orbitalzerlegungen für das Energieband des Monolayer InSe. Dickere Linien zeigen einen dominanteren Beitrag. Nur In- und Se-Ionen in Teillage 2 werden als Beispiele ausgewählt, da die beiden Teillagen des Monolayer InSe mit Spiegelungssymmetrie entlang der z-Achse (a–h)

Das Energieband des Monolayer InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld entlang der z-Achse ist in Abb. 3a gezeigt. Die elektrische Feldstärke wird als E_z = 2,0 V/nm genommen. Im Vergleich zum Energieband in Abb. 1c wird jedes Leitungs- und Valenzband als Ganzes in den höheren Energiebereich angehoben. Der Energieshift jedes Bandes ist jedoch unterschiedlich, da seine Orbitalzerlegung vom p_z-Orbital von In- und Se-Ionen unterschiedlich ist. Die Position des Maximalwerts des höchsten Valenzbands ändert sich zu Punkt Γ, während die des Minimalwerts des Leitungsbands unverändert bleibt. Daher wird das Monolayer InSe in einen direkten Bandlücken-Halbleiter transformiert. Und die Energielücke verringert sich auf E_g^d = 2,61 eV. Weiterhin werden die Kreuzungen entlang sowohl Γ−K als auch Γ−M Richtung geöffnet, so dass Energielücken erzeugt werden, wie durch die roten Kreise angezeigt, da die Symmetrie entlang der z-Achse durch das senkrechte elektrische Feld gebrochen wird. Wenn die elektrische Feldstärke auf E_z = 6,0 V/nm erhöht wird, verringert sich die Energielücke am Punkt Γ, aber jene an den Kreuzungen nimmt weiter zu, wie in Abb. 3b gezeigt. Interessanterweise ändert sich die Position des Minimalwerts des Leitungsbands von Punkt Γ zu dem um Punkt K, während die des Maximalwerts des höchsten Valenzbands bei Punkt Γ bleibt. Dieses Phänomen bedeutet, dass das Monolayer InSe wieder in einen indirekten Bandlücken-Halbleiter übergeht und die indirekte Energielücke des gesamten Bands E_g^{id} = 1,30 eV beträgt. Ähnlich kann der Bandabstand des Monolayer InSe durch biaxiale Dehnung gesteuert werden. Der Bandabstand reicht von 1,466 bis 1,040 eV, wenn die Dehnung von 1 auf 4 % variiert. Zusätzlich wird ein indirekt-direkter Bandlückenübergang auch beobachtet, wenn das Monolayer InSe unter uniaxialer Dehnung steht [49]. Für Doppellagen InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld verringert sich der Bandabstand mit zunehmender elektrischer Feldstärke und wird geschlossen, wenn die elektrische Feldstärke auf 2,9 V/nm erhöht wird [51].

(Farbe online) Energiebänder des senkrechten elektrischen Feldes-modulierten Monolayer InSe bei verschiedenen Stärken E_z = 2,0 V/nm (a) und 6,0 V/nm (b). Rote Kreise in a und b bedeuten die geöffneten Energielücken um die Kreuzungspunkte in Abb. 1c. c Energien an den Punkten A (schwarze durchgezogene Linie), B (magenta gestrichelte Linie), C (blaue gepunktete Linie) und D (grüne strichpunktierte Linie) in Abb. 1c als Funktion der elektrischen Feldstärke. d Globale Bandlücke als Funktion der Stärke des elektrischen Feldes. Die gelbe Linie bedeutet die direkte Bandlücke, während die roten und blauen Linien die indirekten Bandlücken anzeigen

Um den Änderungsprozess der elektronischen Struktur des Monolayer InSe in Gegenwart eines senkrechten elektrischen Feldes klarer zu verstehen, werden die Energien an den Wellenvektoren, die den Punkten A, B, C und D an den Bandkanten in Abb. 1c entsprechen, als Funktion der Stärke des elektrischen Feldes in Abb. 3c dargestellt. Die Energien bezüglich all dieser Punkte bewegen sich aufwärts mit zunehmender elektrischer Feldstärke, was die Entwicklung der Energiebänder in Abb. 3a und b bestätigt. Wenn die elektrische Feldstärke E_z < 1,6 V/nm, ist die Energie an Punkt A im Valenzband höher als die von Punkt B, während der Boden des Leitungsbands bei Punkt C liegt. Daher ist das elektrisch-feld-modulierte Monolayer InSe in diesem Stärkebereich ein indirekter Bandlücken-Halbleiter, wie durch den roten Bereich gezeigt. Allerdings werden die Energien bezüglich der Punkte A und B an TP1 kreuzen, und dann wird die Energie an Punkt B höher als die von Punkt A, wenn die elektrische Feldstärke weiter erhöht wird. Gleichzeitig bleibt der Boden des Leitungsbands unverändert, bis die elektrische Feldstärke auf 4,0 V/nm erhöht wird. Als Ergebnis ist das elektrisch-feld-modulierte Monolayer InSe in diesem Stärkebereich ein direkter Bandlücken-Halbleiter, wie durch den gelben Bereich gezeigt. Ähnlich wie der Energiekreuzung zwischen den Punkten A und B im Valenzband wird ein Übergangspunkt auch in den Energien an den Punkten C und D in den Leitungsbändern beobachtet, wie durch TP2 angezeigt. Die Energie an Punkt D ist niedriger als die von Punkt C, während die Spitze des Valenzbands noch bei Punkt B bleibt, solange die elektrische Feldstärke kleiner als 9,23 V/nm ist. Folglich wird das elektrisch-feld-modulierte Monolayer InSe wieder in einen indirekten Bandlücken-Halbleiter umgewandelt, wie durch den blauen Bereich gezeigt. Interessanterweise werden die Energien an Punkt B im höchsten Valenzband und Punkt D im untersten Leitungsband auch an TP3 kreuzen, was bedeutet, dass die Energiebandlücke geschlossen wird. Zudem wird die Energie an Punkt B höher als die von Punkt D, wenn die elektrische Feldstärke größer als 9,23 V/nm ist. Daher werden das unterste Leitungsband und das höchste Valenzband sich überlappen, so dass das elektrisch-feld-modulierte Monolayer InSe in diesem Fall ein Metall wird, wie durch den cyanfarbenen Bereich gezeigt. Die globale Bandlücke entsprechend den verschiedenen farbigen Bereichen in Abb. 3c ist in Abb. 3d dargestellt. Die Bandlücke entsprechend dem roten Bereich ist fast unabhängig von der variierten elektrischen Feldstärke, wie durch die rote Linie gezeigt. Die Bandlücke des gelben Bereichs verringert sich linear mit zunehmender elektrischer Feldstärke. Ähnliches Bandlückenverhalten findet sich auch im blauen Bereich, aber mit einer größeren Steigung. Die Bandlücke verringert sich auf null, sobald die elektrische Feldstärke größer ist als die an Punkt TP3, wie durch die cyanfarbene Linie gezeigt. Die elektrisch-feld-modulierten Bandlückenverhalten zeigen, dass geschichtete III-VI-Halbleiter potenzielle Anwendungen im Design neuartiger optischer Detektoren und Absorber haben. Zudem reicht die spektrale Antwortfrequenz dieser Geräte kontinuierlich von violettem Licht (ν ≈ 6,57×10¹⁴ Hz bei E_z = 1,6 V/nm) bis zu Infrarotlicht (ν < 3,97×10¹⁴ Hz bei E_z > 5,18 V/nm).

Wie bekannt, werden die elektronischen Eigenschaften von Materialien hauptsächlich durch die Bandkanten bestimmt. Laut der Orbitalzerlegung für das Energieband in Abb. 2 werden sowohl die Leitungs- als auch die Valenzbandkanten des Monolayer InSe dominanter vom p_z-Orbital des Se-Ions beigetragen. Daher werden nur die p_z-Orbitalzerlegungen des Se-Ions in Teillage 2 für die Energiebänder in Abb. 3a und b in Abb. 4a und b angezeigt. Im Vergleich zu Abb. 2h wird der p_z-Orbitalbeitrag zu den Leitungsbändern leicht geändert. Daher erfahren die Formen dieser Bandstrukturen wenig Einfluss. Der p_z-Orbitalbeitrag zu den Valenzbändern wird jedoch stark modifiziert, was zu einer Formänderung dieser Bandstrukturen führt. Zudem ändert sich laut der p_z-Orbitalzerlegung für das Energieband des Monolayer InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld die relative Position jedes Leitungsbands nicht, obwohl Lücken an den Bandkreuzungen geöffnet werden, wie durch die roten Kreise angezeigt. Im Gegensatz dazu wird die relative Position jedes Valenzbands geändert. Die Energien der unteren Valenzbänder um den Γ-Punkt steigen an und übertreffen schließlich die des höchsten Valenzbands, was zum indirekt-direkten Bandlückenübergang führt.

(Farbe online) a und b zeigen die p_z-Orbitalzerlegung des Se-Ions in Teillage 2 für die Energiebänder des Monolayer InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld in Abb. 3a und b. Dickere Linien repräsentieren einen wichtigeren Beitrag

Schlussfolgerungen

Die elektronischen Strukturen von Monolayer InSe unter der Modulation eines senkrechten elektrischen Feldes werden untersucht. Ein indirekt-direkt-indirekter Bandlückenübergang wird für das Monolayer InSe durch Abstimmung der elektrischen Feldstärke gefunden. Gleichzeitig wird die globale Bandlücke dieses Systems monoton mit zunehmender elektrischer Feldstärke auf null verringert, was bedeutet, dass ein Halbleiter-Metall-Übergang erreicht wird. Die Entwicklung des Energiebands des Monolayer InSe in Gegenwart des senkrechten elektrischen Feldes wird durch Analyse der Energieänderung der Bandkante und der Orbitalzerlegung für das Energieband geklärt. Diese Ergebnisse können hilfreich sein für das weitere Verständnis der elektronischen Strukturen von Monolayer InSe sowie für das Design von Monolayer-InSe-basierten fotoelektrischen Geräten, die von violett bis ferninfrarotem Licht reagieren.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die Datensätze, die die Schlussfolgerungen dieses Artikels stützen, sind im Artikel enthalten.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

DFT:

Dichtefunktionaltheorie

TMDs:

Übergangsmetall-Dichalkogenide