Elektrisch feldgesteuerter indirekter-direkt-indirekter Bandlückenübergang in Monolayer-InSe

Einführung

Seit den bahnbrechenden Arbeiten zur experimentellen Realisierung eines einschichtigen Graphits, nämlich Graphen [1, 2], wird atomar dünnen zweidimensionalen (2D) Materialien viel Aufmerksamkeit geschenkt [3, 4]. Verschiedene einschichtige 2D-Materialien wurden theoretisch vorhergesagt oder experimentell entdeckt, darunter Silicen [5–7], Germanan [8], schwarzer Phosphor [9, 10], Übergangsmetalldichalkogenide (TMDs) [11–13] und hexagonales Bornitrid [14 –16]. Obwohl diese atomar dünnen 2D-Materialien ähnliche Wabengitterstrukturen aufweisen, unterscheiden sich ihre elektronischen Strukturen und Leitfähigkeitseigenschaften erheblich, einschließlich Metall [1, 2, 5–8], Halbleiter [9–13] und Isolator [14–16]. Daher können diese einschichtigen 2D-Materialien entsprechend ihrer elektronischen Eigenschaften Anwendung im Design multifunktionaler elektronischer und optischer Geräte finden [3, 4]. Zum Beispiel abstimmbare optische Geräte mit hohem Qualitätsfaktor basierend auf Si-Graphen-Metamaterialien [17], Cu-Graphen-Metamaterialien [18] und MoS₂ -SiO₂ -Si-Wellenleiterstrukturen [19] werden vorgeschlagen. Perfekte Valley- oder/und Spinpolarisationsvorrichtungen basierend auf ferromagnetischem Graphen [20], gespanntem Graphen mit Rashba-Spin-Bahn-Kopplung und magnetischer Barriere [21] und gespanntem Silicen mit einem elektrischen Feld werden vorgeschlagen [22, 23]. Darüber hinaus sind die Wechselwirkungseffekte zwischen den Zersetzungskomponenten von SF₆ und verschiedene Materialien, einschließlich N-dotierte einwandige Kohlenstoffnanoröhren [24], Pt₃ -TiO₂ (1 0 1) Oberfläche [25], Ni-dotiertes MoS₂ Monoschicht [26] und Pd (1 1 1)-Oberfläche [27] werden mit Hilfe der Dichtefunktionaltheorie (DFT) untersucht.

Verbindungen der Gruppe III–VI MXs (M =Ga, In und X =S, Se, Te) sind eine weitere Familie von geschichteten 2D-Materialien. Aufgrund ihrer einzigartigen elektrischen Eigenschaften haben diese Materialien die Aufmerksamkeit vieler Forscher auf sich gezogen [28]. DFT [29–33] und Tight-Binding-Modellrechnungen [34] zeigen, dass die Energiebandlücke 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, der dem Verhalten von geschichtetem schwarzem Phosphor [9, 10] und TMDs [11-13] entgegengesetzt ist. Diese beträchtliche Energiebandlückenmodulation von geschichteten MXs kann verwendet werden, um optoelektronische Bauelemente zu entwickeln [35, 36]. Darüber hinaus wird die Stabilität von mit Sauerstoffdefekten dotiertem InSe untersucht und festgestellt, dass es in der Luft stabiler ist als schwarzer Phosphor [37]. Der Magnetismus der InSe-Monoschicht kann durch Adsorption von As [38], C und F [39] eingestellt werden. Ein enormer Spin-Ladungs-Umwandlungseffekt wird in Doppelschicht-InSe aufgrund der gebrochenen Spiegelsymmetrie gefunden [40]. Darüber hinaus hängen die elektronische Struktur und die Strom-Spannungs-Charakteristik von einschichtigen InSe-Nanobändern stark von den Randzuständen ab [41]. Andererseits verifizieren experimentelle Untersuchungen die schichtabhängigen elektronischen Strukturen von MXs und sie können auf das Licht reagieren, das den sichtbaren und nahen Infrarotbereich überspannt [42–45]. Außerdem wurde festgestellt, dass die Trägerbeweglichkeiten von MXs hoch sind, was ermöglicht, dass sie zum Entwerfen von Feldeffekttransistoren verwendet werden können. Für Bulk-GaS und GaSe betragen die Trägermobilitäten etwa 80 und 215 cm ² V ⁻¹ S ⁻¹ [46] bzw. Für das Monolayer-InSe beträgt die Trägermobilität sogar bis zu fast 10 ³ cm ² V ⁻¹ S ⁻¹ [47]. Darüber hinaus kann die Bandlücke von geschichtetem InSe durch einachsige Zugspannung manipuliert werden, die durch die Photolumineszenzspektren identifiziert wird [48].

Aus Sicht des optoelektronischen Gerätedesigns ist die Effizienz der auf Halbleitern mit direkter Bandlücke basierenden Vorrichtungen besser als denen auf der Basis von Halbleitern mit indirekter Bandlücke. Daher ist die Umwandlung von mehrschichtigen MXs mit indirekter Bandlücke in einen Typ mit direkter Bandlücke eine Herausforderung für die wissenschaftliche Gemeinschaft. Vor kurzem wurden Bandgap-Manipulation und indirekter-direkter Bandgap-Übergang in Monolagen-InSe durch einachsige Spannung gefunden [49]. Außerdem wurden Halbleiter mit direkter Bandlücke durch Stapeln von 2D-n-InSe und p-GeSe(SnS) erhalten. Und die Bandlückenwerte und der Bandversatz dieser Van-der-Waals-Heteroübergänge können durch die Zwischenschichtkopplung und das externe elektrische Feld eingestellt werden [50]. Darüber hinaus werden die möglichen Stapelkonfigurationen von InSe-Doppelschichten und der Einfluss des senkrechten elektrischen Felds auf ihre elektronischen Strukturen untersucht. Indirekte Bandlücken-Doppelschicht-InSe können durch Variation der elektrischen Feldstärke in den metallischen Typ umgewandelt werden [51]. In ähnlicher Weise wird auch in anderen geknickten 2D-Materialien wie Silicen [52], Germanen [53], Übergangsmetalldichalkogeniden [54, 55] und schwarzem Phosphor [56] ein senkrechtes elektrisches Feld vorgeschlagen, um deren Bandlücke und elektronische Eigenschaften abzustimmen. Angesichts dieser früheren Studien stellt sich die Frage nach den elektrischen Feldeffekten auf die elektronischen Strukturen der Monoschicht InSe.

In diesem Brief werden die Auswirkungen eines senkrechten elektrischen Felds auf die elektronischen Strukturen der Monoschicht InSe mit dem Tight-Binding-Modell Hamiltonian untersucht. In dem betrachteten System kann mit zunehmender elektrischer Feldstärke ein indirekter-direkt-indirekter Bandlückenübergang erreicht werden. Gleichzeitig wird die Bandlücke der Monoschicht InSe allmählich verringert, wodurch sie schließlich metallisch wird. Die zugrundeliegenden physikalischen Mechanismen dieser Effekte werden durch die Analyse der Orbitalzerlegung für das Energieband und der durch das elektrische Feld modulierten Energiepositionsverschiebung der Bandkanten aufgeklärt. Unsere Studien können von Nutzen sein, um die elektronischen Eigenschaften von mehrlagigem InSe grundlegend zu verstehen und theoretische Grundlagen für optoelektronische 2D-Bauelemente zu liefern.

Methoden

Die Draufsicht der InSe-Monoschicht ist in Abb. 1a skizziert, wo die großen violetten Kugeln Indiumionen darstellen, während die kleinen grünen Selenionen darstellen. Diese beiden Ionenarten bilden eine graphenähnliche hexagonale Struktur im xy Ebene mit Gitterkonstante a , der Abstand zwischen den nächsten In- oder Se-Ionen. Abbildung 1b zeigt die schematische Seitenansicht einer InSe-Monoschicht. Im Unterschied zu Graphen zwei spiegelsymmetrische Unterschichten im xz Ebene beobachtet werden. Der vertikale Abstand zwischen In(Se)-Ionen verschiedener Unterschichten wird auf d . festgelegt (D ). Daher besteht eine Elementarzelle von Monolayer InSe aus vier Ionen S e ₁ , ich n ₁ , S e ₂ , und ich n ₂ , wie durch die rote Ellipse in Abb. 1b gezeigt, wobei die Zahl 1 (2) den Unterschichtindex angibt.

(Farbe online) Oben (a ) und Seite (b ) Ansicht der Monoschicht InSe im xy und xz Flugzeuge bzw. Die Gitterkonstante zwischen den nächsten In- oder Se-Ionen im xy Flugzeug ist a , und der Abstand zwischen den nächsten In(Se)-Ionen in verschiedenen Unterschichten beträgt d (D ). Ein senkrechtes elektrisches Feld entlang z -Achse E _z wird auf die Monoschicht InSe aufgebracht. c Energieband von Monolayer InSe

Der eng bindende Hamilton-Operator bis hin zu den zweitnächsten Nachbarinteraktionen einschließlich aller möglichen Sprünge zwischen den s und p Orbitale von In- und Se-Ionen lautet [34]

bei der die Summe über die Unterschichten l . läuft =1 und 2 und l ^′ =2(1) als l =1(2). H _0l , H _ll , und \(\phantom {\dot{i}\!}H_{ll^{\prime}}\) bestehen aus Termen, die von den On-Site-Energien bzw. Hüpfenergien innerhalb bzw. zwischen den beiden Unterschichten stammen. Und die expliziten Ausdrücke davon werden als [34]

wobei die Summe über alle Elementarzellen in der Unterschicht l . läuft . \(\phantom {\dot {i}\!}\varepsilon_{\mathrm {In(Se)}_{s}}\) ist die Vor-Ort-Energie für die s Orbital von In(Se)-Ionen, während \(\phantom {\dot{i}\!}\varepsilon_{\mathrm {In(Se)}_{p_{\alpha}}}}\) das für Orbital p _α (α =x ,y ,z ). \(a_{lis}^{\dag }\) (a _lis ) ist der Erzeugungs-(Vernichtungs-)Operator für ein Elektron in s Orbital auf In-Ionen in Elementarzelle i und Unterschicht l , aber \(\phantom {\dot{i}\!}a_{{Lippe}_{\alpha}}^{\dag}\) (\(\phantom {\dot{i}\!}a_{{ lip}_{\alpha}}\)) für ein Elektron in p _α orbital. Ebenso b ^† (b ) ist der Erzeugungs-(Annihilations-)Operator für ein Elektron im entsprechenden Orbital an Se-Ionen.

wobei [34]

und

die Sprungterme zwischen den In-Se-, In-In-, Se-Se- und nächstnächsten In-Se-Paaren innerhalb derselben Unterschicht einschließen l , bzw. \(T_{ss/sp/ps}^{\mathrm {X}}\) ist das Sprungintegral für das ss /sp /ps Orbitale zwischen dem entsprechenden Paar X, während \(T_{\pi(\sigma)}^{\mathrm {X}}\) das für die Parallele p und p Orbitale senkrecht (entlang) des Sprungvektors \(R_{\alpha}^{\textrm{X}}\) [57]. Zum Beispiel

wobei \(\phantom {\dot {i}\!}\mathrm {\mathbf {R}}_{{\text {In}_{li}}/{\text {Se}_{lj}}}\ ) ist der Positionsvektor für In_li /Se_lj , \(\hat{\mathbf{\alpha}}\) ist ein Einheitsvektor entlang α .

wobei [34]

und

die Sprungterme zwischen den In-In-, In-Se- und nächstnächsten In-In-Paaren zwischen den Unterschichten einschließen l und l ^′ , bzw. Wenn ein senkrechtes elektrisches Feld entlang z -Achse auf die Monoschicht InSe angewendet wird, können ihre Effekte durch eine Modifikation der orbitalen Energien der In- und Se-Ionen vor Ort eingeführt werden, d. h.

wo e ist die Elektronenladung und E _z ist die Stärke des senkrechten elektrischen Feldes. Das senkrechte elektrische Feld kann durch Hinzufügen von oberen und unteren Gates zu der Monoschicht InSe erreicht werden. Darüber hinaus werden zwischen der Monoschicht InSe und den Gates zwei Isolierschichten eingefügt, um den elektrischen Strom entlang z . zu eliminieren -Achse. Als Ergebnis kann die elektrische Feldstärke durch Variieren der Gate-Spannung abgestimmt werden.

Durch Transformation des eng bindenden Hamilton-Operators in Gl. (1) in die k Raum und dann diagonalisieren, Energiebänder E (k ) von einschichtigem InSe ohne oder mit einem senkrechten elektrischen Feld kann bequem erhalten werden, wobei k ist Wellenvektor. Gleichzeitig ist der Koeffizient des Eigenvektors C _{n k} (o ) bei Band n , orbital o , und Wellenvektor k kann auch erreicht werden.

Numerische Ergebnisse und Diskussionen

Die Gitterparameter von Monolayer-InSe in Abb. 1a und b werden als a . angenommen =3,953 Å, d =2,741 Å und D =5,298 Å, die durch die lokale Dichteapproximation [30] erhalten werden. Die On-Site- und Hopping-Energien in der eng bindenden Hamilton-Gl. (1) sind in Tabelle 1 angegeben, die an die Daten der Dichtefunktionaltheorie mit Scherenkorrektur angepasst sind [34]. Obwohl hier nur die numerischen Ergebnisse des Monolayer-InSe angegeben sind, wurden qualitativ ähnliche Ergebnisse auch für das Bilayer-InSe und das Bulk-InSe gefunden. Der Kürze halber werden sie in diesem Brief nicht vorgestellt.

Abbildung 1c zeigt das Energieband der Monoschicht InSe. Die Leitungsbänder um den Punkt Γ zeigen eine parabelartige Energiedispersion, die denen anderer normaler Halbleiter ähnlich ist. Allerdings ist die Bandstruktur entlang Γ−K leicht asymmetrisch zu der entlang Γ−M. Und die untersten beiden Leitungsbänder kreuzen sich entlang dieser beiden Richtungen, wie durch die roten Zyklen angezeigt. Im Gegensatz zu den Leitungsbändern ist das höchste Valenzband flach, aber um Punkt Γ leicht invertiert, wodurch eine interessante mexikanische Hut-ähnliche Struktur entsteht. Daher ist einschichtiges InSe ein Halbleiter mit indirekter Bandlücke, der sich stark von dem von massivem InSe unterscheidet, da es ein Halbleiter mit direkter Bandlücke ist. Die Energielücke der Monoschicht InSe kann erhalten werden durch \(E_{\mathrm {g}}^{\text {id}}=E_{\mathrm {C}}-E_{\mathrm {A}}=2,715\) eV, das im Vergleich mit dem von Bulk-InSe \(E_{\mathrm {g}}^{\mathrm {d}}=1,27\) eV stark vergrößert ist [34]. Die anderen Valenzbänder zeigen jedoch eine normale parabelähnliche Energiedispersion.

Um das in Abb. 1c gezeigte Energieband von einschichtigem InSe zu verstehen, muss die Orbitalzerlegung |C _{n k} (o )| ² für das Energieband ist in Abb. 2 angegeben. Da die beiden Unterschichten der Monoschicht InSe entlang z . symmetrisch sind -Achse haben die Ionen in verschiedenen Unterschichten die gleichen Orbitalbeiträge zum Energieband. Hier werden In- und Se-Ionen in der Unterschicht 2, wie in Fig. 1b gezeigt, als Beispiele genommen. Die oberen Felder zeigen Orbitalbeiträge von In-Ionen, während die unteren Felder diejenigen von Se-Ionen darstellen. Die Dicke der Linien ist proportional zum normalisierten Orbitalbeitrag. Es ist ersichtlich, dass das niedrigste Leitungsband um Punkt Γ zunächst von p . beigesteuert wird _z Orbital des Se-Ions und dann s Orbital des In-Ions. Das zweite Leitungsband um den K-Punkt stammt dominant von p _x Orbital des In-Ions und dann p _z Orbital des Se-Ions. Das höchste Valenzband wird jedoch hauptsächlich von p . beigesteuert _z Orbital des Se-Ions. Die anderen Valenzbänder ergeben sich aus beiden p _x und p _y Orbitale des Se-Ions. Diese Ergebnisse stimmen mit den Ergebnissen der DFT-Rechnungen [34] überein.

(Color online) Orbitalzerlegungen für das Energieband von einschichtigem InSe. Dickere Linien zeigen einen dominanteren Beitrag an. Als Beispiele werden nur In- und Se-Ionen in Teilschicht 2 ausgewählt, da die beiden Teilschichten der Monoschicht InSe spiegelsymmetrisch entlang z -Achse (a –h )

Energieband der Monoschicht InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld entlang z -Achse ist in Abb. 3a dargestellt. Die elektrische Feldstärke wird als E . angenommen _z =2,0 V/nm. Durch Vergleich mit dem Energieband in Fig. 1c wird jedes Leitungs- und Valenzband insgesamt in den Bereich mit höherer Energie angehoben. Die Energieverschiebung jedes Bandes ist jedoch unterschiedlich, da seine Orbitalzerlegung vom p _z Orbital von In- und Se-Ionen ist unterschiedlich. Die Position des Maximalwertes des höchsten Valenzbandes wird auf den Punkt geändert, während die des Minimalwertes des Leitungsbandes unverändert bleibt. Daher wird die Monoschicht InSe in einen Halbleiter mit direkter Bandlücke umgewandelt. Und die Energielücke wird auf \(E_{\mathrm{g}}^{\mathrm{d}}=2.61\) eV verringert. Darüber hinaus sind die Kreuzungen entlang der Richtungen Γ−K und Γ−M geöffnet, so dass Energielücken erzeugt werden, wie durch die roten Zyklen dargestellt, da die Symmetrie entlang z -Achse wird durch das senkrechte elektrische Feld unterbrochen. Wenn die elektrische Feldstärke auf E . erhöht wird _z =6,0 V/nm, wird die Energielücke am Punkt Γ verringert, aber die an den Kreuzungen wird weiter vergrößert, wie in Abb. 3b gezeigt. Interessanterweise wird die Position des minimalen Leitungsbandes von Punkt Γ zu der um Punkt K herum verändert, während die des maximalen Wertes des höchsten Valenzbandes bei Punkt Γ bleibt. Dieses Phänomen bedeutet, dass die Monoschicht InSe wieder in einen Halbleiter mit indirekter Bandlücke übergeht und die indirekte Energielücke des gesamten Bandes \(E_{\mathrm{g}}^{\text {id}}=1,30\) eV ist. In ähnlicher Weise kann die Bandlücke von einschichtigem InSe durch biaxiale Spannung kontrolliert werden. Die Bandlücke reicht von 1,466 bis 1,040 eV, wenn die Dehnung von 1 bis 4 % variiert wird. Darüber hinaus wird auch ein indirekter-direkter Bandlückenübergang beobachtet, wenn die Monoschicht InSe unter einachsiger Spannung steht [49]. Für das Doppelschicht-InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld nimmt seine Bandlücke mit zunehmender elektrischer Feldstärke ab und wird geschlossen, wenn die elektrische Feldstärke auf 2,9 V/nm erhöht wird [51].

(Farbe online) Energiebänder der senkrecht durch elektrisches Feld modulierten Monoschicht InSe bei verschiedenen Stärken E _z =2,0 V/nm(a ) und 6,0 ​​V/nm (b ), bzw. Rote Kreise in a und b bedeuten die geöffneten Energielücken um die in Abb. 1c gezeigten Kreuzungspunkte. c Energien an den Punkten A (die schwarze durchgezogene Linie), B (die magentafarbene gestrichelte Linie), C (die blaue gestrichelte Linie) und D (die 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

Zum besseren Verständnis des sich ändernden Prozesses der elektronischen Struktur von Monoschicht-InSe in Gegenwart eines senkrechten elektrischen Felds werden Energien an den Wellenvektoren entsprechend den Punkten A, B, C und D an den Bandkanten in Abb. 1c . gezeigt als Funktion der Stärke des elektrischen Felds sind in Abb. 3c dargestellt. Die Energien in Bezug auf all diese Punkte bewegen sich mit zunehmender elektrischer Feldstärke nach oben, was die Entwicklung der Energiebänder in Abb. 3a und b bestätigt. Wenn die elektrische Feldstärke E _z <1,6 V/nm, die Energie an Punkt A im Valenzband ist höher als die von Punkt B, während die Unterseite des Leitungsbandes an Punkt C liegt. Daher ist die durch das elektrische Feld modulierte Monoschicht InSe innerhalb dieses Stärkebereichs eine indirekte Bandlücke Halbleiter, wie durch den roten Bereich angezeigt. Die Energien bezüglich der Punkte A und B kreuzen sich jedoch bei TP1, und dann wird die Energie an Punkt B höher sein als die von Punkt A, wenn die elektrische Feldstärke weiter erhöht wird. Gleichzeitig bleibt die Unterseite des Leitungsbandes unverändert, bis die elektrische Feldstärke auf 4,0 V/nm erhöht wird. Als Ergebnis ist die durch das elektrische Feld modulierte Monoschicht InSe innerhalb dieses Stärkebereichs ein Halbleiter mit direkter Bandlücke, wie durch den gelben Bereich gezeigt. Ähnlich wie beim Energieübergang zwischen den Punkten A und B im Valenzband wird der Transitpunkt auch bei 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 Valenzbandes immer noch an Punkt B bleibt, wenn nur die elektrische Feldstärke kleiner als 9,23 V/nm ist. Folglich wird die durch das elektrische Feld modulierte Monoschicht InSe wieder zu einem Halbleiter mit indirekter Bandlücke, wie durch die blaue Fläche dargestellt. Interessanterweise kreuzen sich die Energien an Punkt B im höchsten Valenzband und Punkt D im niedrigsten Leitungsband auch bei TP3, was bedeutet, dass die Energiebandlücke geschlossen ist. Darüber hinaus ist die Energie an Punkt B höher als die von Punkt D, wenn die elektrische Feldstärke größer als 9,23 V/nm ist. Daher überlappen sich das niedrigste Leitungsband und das höchste Valenzband, so dass die durch das elektrische Feld modulierte Monoschicht InSe in diesem Fall ein Metall wird, wie durch den Cyanbereich gezeigt. Die globale Bandlücke, die unterschiedlichen farbigen Bereichen in Fig. 3c entspricht, ist in Fig. 3d aufgetragen. Die dem roten Bereich entsprechende Bandlücke ist nahezu unabhängig von der variierenden elektrischen Feldstärke, wie durch die rote Linie dargestellt. Die Bandlücke des gelben Bereichs nimmt jedoch mit zunehmender elektrischer Feldstärke linear ab. Ein ähnliches Bandlückenverhalten wird auch im blauen Bereich gefunden, jedoch mit einer größeren Steigung. Die Bandlücke wird auf Null verringert, solange die elektrische Feldstärke größer als die am Punkt TP3 ist, wie durch die cyanfarbene Linie gezeigt. Das durch das elektrische Feld modulierte Bandlückenverhalten weist darauf hin, dass geschichtete III–VI-Halbleiter potenzielle Anwendungen beim Design neuartiger optischer Detektoren und Absorber haben. Darüber hinaus reicht die spektrale Ansprechfrequenz dieser Geräte kontinuierlich vom violetten Licht (ν ≈6,57×10 ¹⁴ Hz als E _z =1,6 V/nm) zum Infrarotlicht (ν <3,97×10 ¹⁴ Hz als E _z >5,18 V/nm).

Elektronische Eigenschaften von Materialien werden bekanntlich hauptsächlich durch Energiebandkanten bestimmt. Gemäß der Orbitalzerlegung für das Energieband in Abb. 2 werden sowohl die Leitungs- als auch die Valenzbandkante von einschichtigem InSe hauptsächlich von p . beigetragen _z Orbital des Se-Ions. Daher nur p _z Orbitalzerlegungen des Se-Ions in der Unterschicht 2 für die in Fig. 3a und b gezeigten Energiebänder sind in den Fig. 4a bzw. b dargestellt. Vergleich mit Abb. 2h, p _z Orbitalbeitrag zu den Leitungsbändern ist leicht verändert. Daher wird die Form dieser Bandstrukturen wenig beeinflusst. Die p _z Orbitalbeitrag zu den Valenzbändern wird stark modifiziert, was zu einer Formänderung dieser Bandstrukturen führt. Darüber hinaus ist nach dem p _z Orbitalzerlegung für das Energieband von einschichtigem InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld, die relative Position jedes Leitungsbandes bleibt unverändert, obwohl Lücken an Bandkreuzungen geöffnet werden, wie durch die roten Zyklen angezeigt. Im Gegensatz dazu wird die relative Position jedes Valenzbandes geändert. Die Energien der unteren Valenzbänder um Γ Punkterhöhung und übertreffen schließlich die des höchsten Valenzbandes, was zu einem indirekten-direkten Bandlückenübergang führt.

(Farbe online) a und b p anzeigen _z orbitale Zersetzung des Se-Ions in Unterschicht 2 für die Energiebänder der Monoschicht InSe mit einem senkrechten elektrischen Feld, wie in Fig. 3a bzw. b gezeigt. Dickere Linien stellen einen wichtigeren Beitrag dar

Schlussfolgerungen

Untersucht werden elektronische Strukturen von Monolayer-InSe unter der Modulation eines senkrechten elektrischen Feldes. Ein indirekter-direkt-indirekter Bandlückenübergang wird für die Monoschicht InSe durch Einstellen der elektrischen Feldstärke gefunden. Gleichzeitig wird die globale Bandlücke dieses Systems mit zunehmender elektrischer Feldstärke monoton auf Null verringert, was bedeutet, dass ein Halbleiter-Metall-Übergang erreicht wird. Die Entwicklung des Energiebandes von Monolayer-InSe in Gegenwart des senkrechten elektrischen Feldes wird durch die Analyse der Energieänderung der Bandkante und der Orbitalzerlegung für das Energieband geklärt. Diese Ergebnisse können für das weitere Verständnis der elektronischen Strukturen von einschichtigem InSe sowie für das Design von einschichtigen InSe-basierten photoelektrischen Bauelementen hilfreich sein, die von violettem bis ferninfrarotem Licht reagieren.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

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

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

DFT:

Dichtefunktionaltheorie

TMDs:

Übergangsmetalldichalkogenide