Verbesserte Gleichrichtung von α-Borophen-Nanoband-Heteroübergängen durch Kantenpassivierung

Zusammenfassung

Wir schlagen ein planares Modell-Heteroübergang basierend auf α-Borophen-Nanobändern vor und untersuchen dessen elektronische Transporteigenschaften. Wir betrachten drei Typen von Heteroübergängen. Jeder Typ besteht aus zwei Zickzack-Kanten-α-Borophen-Nanobändern (Z αBNR), wobei eines metallisch ist mit unpassivierten oder durch ein Wasserstoffatom passivierten Kanten (1H-Z αBNR) und das andere halbleitend mit Kantenpassivierung durch zwei Wasserstoffatome (2H-Z αBNR) oder ein einzelnes Stickstoffatom (N-Z αBNR). Mittels Erstprinzip-Berechnungen kombiniert mit der Nichtgleichgewichts-Greenschen Funktion beobachten wir, dass die Gleichrichtungsleistung stark von den atomaren Strukturdetails eines Übergangs abhängt. Speziell bleibt das Gleichrichtungsverhältnis des Übergangs fast unverändert, wenn sein linker metallischer Zickzackrand von ZBNR zu 1H-Z αBNR wechselt. Sein Verhältnis steigt jedoch von 120 auf 240, wenn der rechte halbleitende Teil von 2H-Z αBNR zu N-Z αBNR variiert. Dieser Gleichrichtungseffekt kann mikroskopisch durch den Anpassungsgrad der elektronischen Bänder zwischen den beiden Teilen eines Übergangs erklärt werden. Unsere Ergebnisse deuten darauf hin, dass borophenbasierte Heteroübergänge potenzielle Anwendungen in gleichrichtenden Nanogeräten haben könnten.

Einleitung

In den letzten Jahrzehnten wurden zahlreiche zweidimensionale (2D) Materialien, einschließlich Graphen [1, 2], Silicen [3, 4], Übergangsmetall-Dichalkogenide (TMD) [5, 6] und Phosphoren [7, 8], aufgrund ihrer einzigartigen Eigenschaften intensiv untersucht. Insbesondere zeigen diese 2D-Materialien interessante elektronische Transportverhalten wie riesigen Magnetowiderstand (GMR) [9, 10], negativen differentiellen Widerstand (NDR) [11, 12], Spin-Filterung [13, 14] und Gleichrichtung [15, 16], was potenzielle Anwendungen in nanoskaligen elektronischen Geräten ermöglicht. Kürzlich haben einige Studien auch gezeigt, dass 2D-Materialien breite Anwendungsperspektiven in nanoskaligen thermoelektrischen Geräten haben [17–20]. Anschließend wird die Forschung an lateralen Heteroübergängen basierend auf 2D-Materialien zu einem wichtigen Thema. Einige theoretische Studien haben gezeigt, dass laterale Heteroübergänge potenzielle Anwendungen in Feldeffekttransistoren und komplementären Metall-Oxid-Halbleiter-Technologien haben [21, 22]. Weiterhin wurden laterale Heteroübergänge mit atomarer Dicke bereits experimentell hergestellt [23, 24]. Diese Erfolge haben die Bemühungen inspiriert, laterale Heteroübergänge aus geeigneteren 2D-Materialien weiter zu erforschen.

Kürzlich haben auch Borophen-Monolayer nach Graphen und Silicen großes Interesse geweckt [25–28]. Theoretische Studien sagten voraus, dass Monolayer-Borblätter stabil auf metallischen Substraten existieren können, was durch spätere Beobachtungen bestätigt wurde [29, 30]. Bisher wurden durch epitaktisches Wachstum auf Ag(111)-Substraten diverse 2D-Bor-Strukturen erhalten, wie β₁₂-, χ₃-, δ₆-Borophen und Waben-Borophen [31–34]. Theoretische Studien weisen darauf hin, dass die Stabilität des Borblatts durch Einführung eines sechseckigen Lochs erhöht werden kann [35]. DFT-Berechnungen zeigten, dass Borophen mit einer "sechseckigen Lochdichte" (η) von 1/9, genannt α-Borophen [35, 36], energetisch günstig ist. Weiterhin zeigt das Zickzack-Kanten-α-Borophen-Nanoband (Z αBNR) durch unterschiedliche Kantenmodifikationen entweder metallisches oder halbleitendes Verhalten [37]. Daher bleiben die elektronischen Transporteigenschaften borophenbasierter Nanostrukturen weiter zu erforschen, obwohl zahlreiche Studien zu elektronischen Strukturen, mechanischen und thermischen Eigenschaften durchgeführt wurden [25–28].

In dieser Arbeit untersuchen wir die Transporteigenschaften von Heteroübergängen aus Zickzack-Kanten-Z αBNRs. Wir konstruieren drei Typen von planaren Metall-Halbleiter-Lateralübergängen. Wir finden, dass alle Übergänge im niedrigen Bias-Bereich Gleichrichtungsverhalten aufweisen aufgrund der Anwesenheit von Grenzflächen im Streugebiet und der Asymmetrie zwischen linker und rechter Seite. Zudem wird der Gleichrichtungseffekt der Übergänge mit zunehmender Anzahl von Primitivzellen im Halbleiterteil des Übergangs deutlicher. Die Transporteigenschaften der Übergänge hängen stark von den rechten halbleitenden Nanobändern ab. Dieses Phänomen kann auf die Bandlücke nahe dem Fermi-Niveau des halbleitenden Teils zurückgeführt werden. Die Wahrscheinlichkeit der Elektronen, den Übergang zu durchlaufen, wird kleiner, wenn die Bandlücke zunimmt, was den Strom des Übergangs verringert und das Gleichrichtungsverhältnis erhöht. Insbesondere kann das Gleichrichtungsverhältnis des Übergangs M10N etwa 240 erreichen, was mit zuvor untersuchten Heteroübergängen mit Graphen als Elektrode vergleichbar ist und auf potenzielle Anwendungen in Gleichrichtungsgeräten hinweist [38]. Der Aufbau dieser Arbeit ist wie folgt. Im Abschnitt "Modell und Rechenmethoden" beschreiben wir die rechnerischen Details. Im Abschnitt "Ergebnisse und Diskussion" präsentieren wir die Transporteigenschaften der vorgeschlagenen Übergänge. Schließlich fassen wir unsere Ergebnisse im Abschnitt "Schlussfolgerungen" zusammen.

Modell und Rechenmethoden

Die Einheitszellen der betrachteten Z αBNRs ohne oder mit äußeren Kanten-Spitzen-Modifikationen sind im oberen Teil von Abb. 1 dargestellt, wobei (a) für das unpassivierte Z αBNR, (b–d) für die Z αBNRs mit den äußeren Kanten-Boratomen der Zelle passiviert durch ein Wasserstoffatom (H), zwei H-Atome und ersetzt durch ein Stickstoffatom (N), bezeichnet als 1H-Z αBNR, 2H-Z αBNR und N-Z αBNR. Die entsprechenden elektronischen Energiedispersionen sind im unteren Teil von Abb. 1 gezeigt, aus denen der Unterschied in der Bandstruktur der Bänder identifiziert werden kann. Aus Abb. 1a kreuzen mehrere Bänder des intrinsischen reinen Z αBNR das Fermi-Niveau (E_F), was metallisches Verhalten zeigt. Für 1H-Z αBNR sind die teilweise hängenden Bindungen durch H-Atome gesättigt, die Anzahl der Bänder nahe E_F ist geringer als beim unpassivierten, und es zeigt ebenfalls metallisches Verhalten. Für 2H-Z αBNR verschiebt sich jedoch E_F in die Lücke zwischen Bindungs- und Antibindungsbändern, da die hängenden Bindungen an der Kante mit zwei H-Atomen gesättigt sind. Daher ist 2H-Z αBNR ein Halbleiter mit einer direkten Bandlücke von 0,43 eV am Γ-Punkt wie in Abb. 1c gezeigt. Wir merken an, dass unsere Ergebnisse der Bandstruktur für H-passivierte Bänder gut mit vorherigen numerischen Berechnungen [37] übereinstimmen. Zudem zeigt Abb. 1d, dass die Bandstruktur von N-Z αBNR einen Halbleiter mit einer indirekten Bandlücke von 1,0 eV anzeigt. Dies mag auf die Substitution von N an den B-Atompositionen an der Kante zurückzuführen sein, die genug Elektronen bringt, um die Bindungsorbitale zu füllen.

Wir etablieren drei Metall/Halbleiter-Lateral-Heteroübergangsmodelle basierend auf den oben genannten Z αBNRs. Jedes Modell-Übergang ist in drei Teile unterteilt: die linke Elektrode, die rechte Elektrode und der zentrale Streubereich. Die Geometriestruktur der Übergänge, wie in Abb. 2 gezeigt, wobei die linke Elektrode immer ein semi-unendlich langes unpassiviertes Z αBNR oder 1H-Z αBNR ist, und die rechte Elektrode entweder ein halbleitendes 2H- oder N-Z αBNR. Insbesondere jedoch sind die zentralen Streubereiche der drei Übergänge eine Z αBNR-Einheitszelle gekoppelt mit n (n = 1, 2, 5, 8, 10) Einheitszellen von 2H-Z αBNR, eine 1H-Z αBNR gekoppelt mit n Zellen von 2H-Z αBNR, und eine Z αBNR-Zelle gekoppelt mit n Zellen von N-Z αBNR. Entsprechend benennen wir sie als MnH, M'nH und MnN Übergänge, die in Abb. 2a–c gezeigt sind. Es ist zu beachten, dass Abb. 2 nur ein schematisches Diagramm des Modells mit n = 1 zeigt und die anderen Fälle von n aus Platzgründen weggelassen sind.

Die Berechnungen wurden mit dem Softwarepaket Atomistix ToolKit (ATK), QuantumWise A/S (www.quantumwise.com), durchgeführt, das auf DFT kombiniert mit der Keldysh-Nichtgleichgewichts-Greenschen Funktion (NEGF) [39–41] basiert. Das Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) Funktional unter der verallgemeinerten Gradientennäherung (GGA) wird für das Austausch-Korrelations-Potenzial verwendet. Die Brillouin-Zone (BZ) wird mit einem 1×1×100 Monkhorst-Pack k-Gitter abgetastet, und die Abschneideenergie wird auf 150 Ry gesetzt. Die geometrischen Strukturen aller Heteroübergänge wurden so lange entspannt, bis der Betrag der auf jedes Atom wirkenden Kraft kleiner als 0,01 eV Å⁻¹ ist. Um Wechselwirkungen zwischen periodischen Bildern zu vermeiden, hat die Superzelle mindestens eine Vakuumschichtdicke von 15 Å.

Der Strom durch den Heteroübergang unter einer Bias-Spannung V wird mit der Landauer-Büttiker-Formel [42, 43] berechnet:

$$I(V)=2e/h\int{T(E,V)\left[f_{L}(E,V)-f_{R}(E,V)\right]dE},$$

wobei h, e und V die Plancksche Konstante, die Elementarladung und die Bias-Spannung sind, und f_L/R(E,V) die Fermi-Dirac-Verteilungsfunktion in der linken/rechten Elektrode. Der Transmissionskoeffizient wird berechnet durch:

$$T(E,V)=Tr\left[\Gamma_{L}(E,V) G(E,V)\Gamma_{R}(E,V) G^{\dag}(E,V)\right],$$

wobei G(E,V) und G^†(E,V) die retardierte und fortgeschrittene Greensche Funktion sind, und Γ_L (Γ_R) die Kopplungsmatrix zwischen dem zentralen Streubereich mit der linken (rechten) Elektrode.

Ergebnisse und Diskussion

Die berechneten Strom-Spannung (I−V) Kurven der Heteroübergänge MnH, M'nH und MnN im Bias-Bereich von −1,0 bis 1,0 V sind in Abb. 3a–c dargestellt. Aus diesen I−V Kurven ist klar zu erkennen, dass mit zunehmendem positiven Bias der Strom in allen drei Übergangstypen schnell ansteigt. Mit zunehmendem negativem Bias steigt der Strom durch die Übergänge jedoch langsamer an. Die I−V Kurven weisen im gesamten Bias-Bereich offensichtlich asymmetrische Charakteristika auf, was bedeutet, dass die Übergänge im Bias-Bereich Gleichrichtungsverhalten zeigen. Der Gleichrichtungseffekt im Heteroübergang wird hauptsächlich durch die Asymmetrie der verschiedenen Nanobänder auf linker und rechter Seite und die Bildung der Grenzfläche im zentralen Streubereich verursacht. Um die Stärke des Gleichrichtungsverhaltens zu bewerten, verwenden wir die Daten der I−V Kurven zur Berechnung des Gleichrichtungsverhältnisses (RR), definiert als RR(V) = |I(+V)|/|I(−V)|, wobei I(±V) den Strom unter positivem und negativem Bias darstellt. Die berechneten RRs der drei Übergangstypen MnH, M'nH und MnN im 0,1 V – 0,5 V Bias-Bereich sind in Abb. 3d–f gezeigt. Für Typ MnH beträgt das RR von M1H nur 3 bei 0,2 V, während das von M10H bei gleichem Bias 115 erreichen kann. Ähnlich für den M'nH Typ bei 0,2 V Bias: das RR von M'1H ist 3 und das von M'10H erreicht bis zu 90. Für den MnN Typ beträgt das RR von M1N 2 bei 0,3 V, während das von M10N bis zu 240 reicht. Weiterhin zeigt sorgfältige Beobachtung von Abb. 3, dass die Stromstärke und das RR durch Ändern der Größe des Halbleiterteils des Übergangs kontrolliert werden können. Konkret nimmt einerseits der Strom im Übergang ab, wenn die Anzahl der Primitivzellen des Halbleiterteils zunimmt. Andererseits steigt das RR signifikant mit zunehmender Anzahl der Primitivzellen. Da die rechte Seite des Heteroübergangs ein Halbleiter-Nanoband mit Bandlücke ist, fällt die Tunnelwahrscheinlichkeit der Elektronen exponentiell ab, je länger der Halbleiter wird. Als Ergebnis steigt in den Heteroübergängen MnH, M'nH und MnN das RR mit zunehmendem n signifikant an. Dieses Ergebnis stimmt gut mit früheren Studien zu Heteroübergängen basierend auf anderen 2D-Materialien [44–46] überein.

Vergleicht man die I−V Kurven und RRs der drei Heteroübergangstypen in Abb. 3, so stellt man fest, dass die Variation der I−V Kurven und RRs für MnH und M'nH ähnliche Trends aufweisen. Die für MnN sind jedoch signifikant anders. Um den Unterschied in den Transporteigenschaften der drei Übergangstypen zu erklären, haben wir die Transmissionsspektren bei Null-Bias berechnet, wie in Abb. 4 gezeigt, wobei die Bandstrukturen der linken und rechten Elektrode beigefügt sind. Aus diesen Transmissionsspektren ist ersichtlich, dass alle Übergänge eine Transmissionslücke nahe dem Fermi-Niveau haben, wo wir die magenta gestrichelte Linie zur Kennzeichnung der Lückenposition verwenden. Der Grund für die Existenz der Transmissionslücke ist, dass die Energiebandstruktur der rechten Elektrode eine Lücke nahe dem Fermi-Niveau hat. Somit stimmen die Bandstrukturen der linken und rechten Elektroden nicht überein, was den Transportkanal schließt und die Elektronen der linken Elektrode nicht die rechte erreichen können. Dies ist auch der physikalische Ursprung des schwachen Stroms bei niedrigem Bias. Zudem zeigt der Vergleich von Abb. 4a, b und Abb. 4a, c, dass die Transmissionsspektren von MnH und M'nH bei Null-Bias ähnliche Trends haben; die Trends von MnH und MnN sind jedoch recht unterschiedlich. Dies wird durch den Anpassungsgrad der Bandstrukturen der linken und rechten Elektroden nahe dem Fermi-Niveau bestimmt. Der linke metallische Nanoband des Übergangs M'nH ändert sich von Z αBNR zu 1H-Z αBNR im Vergleich zu MnH. Der Anpassungsgrad zwischen linker und rechter Elektrode nahe dem Fermi-Niveau bleibt fast unverändert. Für MnN jedoch ändert sich der rechte Halbleiter-Nanoband von 2H-Z αBNR zu N-Z αBNR im Vergleich zu MnH. Die Bandlücke erhöht sich von 0,43 eV auf 1,0 eV, was zu einer Abnahme des Anpassungsgrads der linken und rechten Elektroden nahe dem Fermi-Niveau führt. Daher sind die Transporteigenschaften von MnH und M'nH fast identisch, während MnH und MnN offensichtlich unterschiedlich sind. Dieses Ergebnis zeigt, dass das Ändern des linken metallischen Nanobands wenig Einfluss auf die Transporteigenschaften des Übergangs hat; das Ändern des rechten halbleitenden Nanobands hat jedoch großen Einfluss darauf.

Um die Details des Gleichrichtungsverhaltens der Heteroübergänge besser zu verstehen, berechneten wir die Transmissionsspektren bei mehreren spezifischen Bias-Werten, wie in Abb. 5 gezeigt, wobei der obere/untere Teil die Transmissionsspektren des Übergangs unter positivem/negativem Bias zeigt. Nach der Landauer-Büttiker-Formel wissen wir, dass der Strom im Übergang direkt mit dem integrierten Bereich des Transmissionsspektrums im Bias-Fenster [47–49] zusammenhängt. Aus dem in Abb. 5 gezeigten Transmissionsspektrum sehen wir, dass die drei Modelltypen einen gemeinsamen Trend haben. Im Bias-Fenster nimmt der integrierte Bereich des Transmissionsspektrums ab, wenn die Anzahl der Primitivzellen im Halbleiterteil zunimmt. Deshalb nimmt der Strom im Heteroübergang ab, wenn die Anzahl der Zellen im Halbleiterteil zunimmt, wie in Abb. 3 gezeigt. Abb. 5a zeigt die Transmissionsspektren der Heteroübergänge MnH bei ±0,3 V. Für M1H ist der integrierte Bereich des Transmissionsspektrums im Bias-Fenster bei 0,3 V nur leicht größer als bei −0,3 V. Daher ist der Strom von 0,3 V nur leicht höher als bei −0,3 V, und das RR beträgt nur 3 bei 0,3 V Bias. Für M5H und M10H ist der integrierte Bereich des Transmissionsspektrums unter positivem Bias im Bias-Fenster jedoch signifikant größer als unter negativem Bias. Dies führt dazu, dass der Strom von M5H und M10H unter positivem Bias größer ist als unter negativem Bias, und das RR ist viel größer als bei M1H. Abb. 5b zeigt die Transmissionsspektren von M'nH bei ±0,3 V. Aus der Figur ist ersichtlich, dass die Transmissionsspektren von M'nH im Bias-Fenster fast identisch mit MnH sind. Daher sind unter gleicher Bias-Spannung der Strom und das RR von M'nH und MnH fast gleich [siehe Abb. 3b, e]. Die Transmissionsspektren von MnN bei ±0,9 V sind in Abb. 5c gezeigt. Da die Transmissionskoeffizienten im Bias-Fenster zu klein sind, vergrößern wir die Transmissionsspektren im Bias-Fenster und fügen sie als Inset unten rechts in Abb. 5c bei. Der Trend des M1N Transmissionsspektrums im Bias-Fenster ähnelt M1H und M'1H. Daher ist das RR von M1N auch klein. Für M5N und M10N ist der integrierte Bereich des Transmissionsspektrums unter positivem Bias im Bias-Fenster viel größer als der Bereich unter negativem Bias. Daher sind die asymmetrischen Charakteristika dieser I−V Kurven im Vergleich zu M1N deutlicher. Dies impliziert, dass sie ein großes Gleichrichtungsverhältnis haben. Erwähnenswert ist, dass das RR von M10N 240 erreichen kann, was das beste unter den drei Heteroübergangstypen ist.

Um die Transmissionsspektren in Abb. 5 anschaulicher zu erklären, zeigen wir die Transmissionseigenzustände von M5H und M'5H bei V = 0,3 V, E = −0,15 eV und V = −0,3 V, E = 0,15 eV in Abb. 6a und b. Und die Transmissionseigenzustände 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 der Transmissionseigenzustände kann durch lineare Kombination der propagierenden Bloch-Zustände ∑_mC_a,mψ_m erhalten werden. C_a,m kann aus der Diagonalisierung der Transmissionsmatrix abgeleitet werden, d.h., ∑_nT_mnC_a,n = λ_aC_a,m, wobei λ_a der Transmissionseigenwert ist. Wie aus Abb. 6 ersichtlich, ist der Transmissionseigenzustand unter negativem Bias für alle Heteroübergänge im metallischen Teil (unpassiviertes Z αBNR und 1H-Z αBNR) lokalisiert. Bei positivem Bias ist der Transmissionseigenzustandmostly auf dem linken Teil lokalisiert. Er bildet jedoch einen Transportkanal im Heteroübergang. Die Elektronen können von der linken zur rechten Elektrode übertragen werden. Daher ist der Transmissionskoeffizient im Bias-Fenster unter positivem Bias größer als unter negativem Bias. Vergleicht man Abb. 6a mit b, so sieht man, dass die Transmissionseigenzustände von M'5H und M5H nur leicht unterschiedlich sind. Daher haben die Heteroübergänge M'5H und M5H fast gleiche Transmissionskoeffizienten im Bias-Fenster. Zusätzlich für M5N führt die vergrößerte Bandlücke des Halbleiterteils zu dramatischerer elektronischer Streuung im Heteroübergang. Daher können nur wenige Transmissionseigenzustände zur rechten Seite übertragen werden. Dies führte dazu, dass der Transmissionskoeffizient von MnN im Bias-Fenster kleiner ist als der der anderen beiden Heteroübergangstypen. Gleichzeitig ist bei gleichem Bias der Strom von MnN der kleinste der drei Heteroübergangstypen.

Schließlich, um den Einfluss der linken und rechten Nanobänder auf die Transporteigenschaften mit Heteroübergängen weiter zu erforschen, zeigt Abb. 7 die projizierte Zustandsdichte (PDOS) der drei Heteroübergangstypen. Aus Abb. 7a sieht man, dass die PDOS-Spektren, beigetragen von den linken Elektroden (unpassiviertes Z αBNR) der Übergänge M1H, M5H und M10H, sich nahe dem Fermi-Niveau überlappen. Dies deutet darauf hin, dass die PDOS der linken Elektrode kaum durch die Verlängerung des Halbleiter-Nanobands (2H-Z αBNR) im zentralen Streubereich beeinflusst wird. Die PDOS-Spektren, beigetragen von der rechten Elektrode (2H-Z αBNR), haben jedoch eine Lücke nahe dem Fermi-Niveau. Dies wird durch eine Bandlücke nahe dem Fermi-Niveau der rechten Elektrode verursacht [siehe Abb. 3c]. Beeinflusst durch die Verlängerung des intermediären Streubereichs 2H-Z αBNR unterscheiden sich die PDOS-Spektren der rechten Elektroden der Übergänge M1H, M5H und M10H stark voneinander im Energiebereich außerhalb der Bandlücke. Da es keine wesentlichen Unterschiede zwischen den beiden Elektroden für Heteroübergang M'nH und MnH gibt, ist die rechte Elektrode dieselbe und die linke Elektrode ein metallisches Band. So sind die PDOS von M'nH und MnH nahe dem Fermi-Niveau fast identisch, wie in Abb. 7a, b gezeigt. Dies ist einer der Gründe, warum das Transmissionsspektrum, die I−V Kurven und das RR von MnH und M'nH unter niedrigem Bias ähnlich sind [siehe Abb. 3 und 5]. In Abb. 7c präsentieren wir die PDOS von MnN. Aufgrund der vergrößerten Bandlücke des Halbleiterteils im Heteroübergang wird der Einfluss der linken Elektrode auf die Transporteigenschaften kleiner. Daher überlappen sich die PDOS in einem größeren Energiebereich nahe dem Fermi-Niveau. Das PDOS-Spektrum, beigetragen von der rechten Elektrode, weist eine Lücke im Energiebereich von (−0,5, 0,5) eV auf. Sie sind konsistent mit der Position der Lücke der N-ZBNR Bandstruktur. Aus der PDOS können wir schließen, dass die linke metallische Elektrode wenig Einfluss auf die Transporteigenschaften des intermediären Streubereichs hat. Die rechte Halbleiter-Elektrode ist jedoch kritisch für die Transporteigenschaften des intermediären Streubereichs.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir die Transporteigenschaften von drei Typen α-Borophen-basierter Heteroübergänge untersucht. Wir fanden, dass alle drei Heteroübergangstypen Gleichrichtungsverhalten zeigen, wobei das Gleichrichtungsverhältnis des Heteroübergangs Z αBNR/N-Z αBNR bis zu 240 erreichen kann. Zudem wird der Gleichrichtungseffekt deutlicher, je mehr Einheitszellen im zentralen Halbleiterteil vorhanden sind. Der Ursprung des Gleichrichtungsverhaltens wird durch Analyse der Transmissionsspektren und Eigenzustände unter positivem/negativem Bias aufgedeckt und diskutiert. Das Gleichrichtungsverhalten der Heteroübergänge hängt stark vom Bandlückenwert der Nanobänder im Halbleiterteil ab. Dieser Schluss wurde durch Analyse der PDOS, beigetragen von linker und rechter Elektrode, weiter bestätigt. Unsere Ergebnisse liefern neue Ansätze für das Design gleichrichtender elektronischer Geräte.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Das Design der Nanoübergänge und die rechnerischen Berechnungen wurden mit ATK durchgeführt.

Abkürzungen

2D:

Zweidimensional

TMD:

Übergangsmetall-Dichalkogenide

GMR:

Riesiger Magnetowiderstand

NDR:

Negativer differentieller Widerstand

DFT:

Dichtefunktionaltheorie

Z αBNR:

Zickzack-Kanten-α-Borophen-Nanobänder

H:

Wasserstoffatom

N:

Stickstoffatom

1H-Z αBNR:

Z αBNRs mit Kantenpassivierung durch ein Wasserstoffatom

2H-Z αBNR:

Z αBNRs mit Kantenpassivierung durch zwei Wasserstoffatome

N-Z αBNR:

Z αBNRs mit Kanten-Boratomen ersetzt durch ein Stickstoffatom

E_F:

Fermi-Niveau

ATK:

Atomistix ToolKit

NEGF:

Keldysh-Nichtgleichgewichts-Greensche Funktion

PBE:

Perdew-Burke-Ernzerhof

GGA:

Verallgemeinerte Gradientennäherung

BZ:

Brillouin-Zone

I−V Kurven:

Strom-Spannung-Kurven

RR:

Gleichrichtungsverhältnis

PDOS:

Projizierte Zustandsdichte