Condutividade térmica de dois tipos de alótropos de carbono 2D:um estudo de dinâmica molecular

Resumo

As propriedades térmicas dos dois novos alótropos de carbono 2D com anéis de cinco-cinco-oito membros são exploradas usando simulações de dinâmica molecular. Nossos resultados revelam que a condutividade térmica aumenta monotonicamente com o aumento do tamanho. As condutividades térmicas de tamanhos infinitos são obtidas por relações lineares do comprimento inverso e da condutividade térmica inversa. A condutividade térmica convergente obtida por extrapolação no método da dinâmica molecular de não equilíbrio reverso está em razoável acordo com a do método da dinâmica molecular de equilíbrio. A condutividade térmica muito mais baixa, em comparação com o grafeno, é atribuída à velocidade mais baixa do grupo de fônons e à média do caminho livre do fônon. Os efeitos da temperatura e da deformação na condutividade térmica também são explorados. A condutividade térmica diminui com o aumento da temperatura e também pode ser ajustada por meio da engenharia de deformações em uma ampla faixa. O efeito da deformação no TC é bem explicado pela análise espectral da vibração dos fônons. Este estudo fornece uma visão física das propriedades térmicas dos dois alótropos de carbono sob diferentes condições e oferece diretrizes de projeto para aplicações de novos dispositivos relacionados a alótropos de carbono bidimensionais.

Introdução

Os materiais de carbono, por exemplo, diamante [1], nanotubos de carbono [2,3,4,5] e grafeno [6,7,8,9,10,11,12], têm estimulado enormes interesses de pesquisa devido à sua excelente propriedades de transporte térmico. Especialmente os materiais de carbono de baixa dimensão apresentam excelentes propriedades no transporte de calor. Como um material 1D, a alta condutividade térmica (TC) de um único nanotubo de carbono foi observada por experimentos [2, 3] e estudos teóricos [4, 5]. Além disso, como um material de carbono bidimensional (2D) plano com um átomo de espessura, o grafeno é considerado um material revolucionário para a futura geração de compósitos reforçados com condutividade térmica devido ao seu alto TC [6,7,8,9,10 , 11,12]. Também é relatado que o CT do grafino pode chegar a 40% do grafeno e tem aplicações potenciais no gerenciamento térmico [13,14,15].

Inspirados pelas características fascinantes desses alótropos de carbono, os pesquisadores têm feito esforços intensivos para estudar os alótropos de carbono e seus derivados nos últimos anos. As abordagens experimentais e teóricas foram adotadas para investigar os novos alótropos de carbono 2D, como o sp ² camada de carbono semelhante a com anéis de cinco, seis e sete membros [16]; Carbono amorfo 2D com anéis de quatro membros [17]; pentaheptita de carbono planar [18]; Semicondutor de carbono 2D com defeitos padronizados [19]; várias redes de carbono plano 2D [20]; octogonal [21]; T-grafeno [22]; e H-net [23]. As identificações das propriedades únicas desses alótropos de carbono 2D são significativas para as gerações futuras de nanomateriais em campos eletrônicos, fotônicos e térmicos [16,17,18,19,20,21,22,23].

Com o crescente interesse em explorar novas estruturas dos alótropos de carbono 2D, Su et al. [24] propôs dois novos alótropos de carbono 2D energeticamente competitivos e cineticamente estáveis compostos de octógonos e pentágonos por meio do cálculo do primeiro princípio. A estabilidade cinética dessas duas folhas de carbono foi confirmada pelo cálculo de suas curvas de dispersão de fônons. Devido ao fato de que as estruturas desses dois alótropos de carbono podem ser vistas como copiando a fita de cinco cinco oito membros (558) ao longo de um caminho em linha reta e ao longo de um caminho em ziguezague, esses dois alótropos de carbono são, portanto, chamados de octógono e pentágono grafeno-linha (OPG-L) e octógono e pentágono grafeno-ziguezague (OPG-Z), respectivamente. A energia de formação desses dois alótropos de carbono são 0,31 eV / átomo e 0,34 eV / átomo, respectivamente. Os valores são muito mais baixos do que a energia de formação do grafino sintetizado anteriormente, ou seja, 0,76 eV / átomo [25]. Nota-se que o OPG-Z possui notável anisotropia de estrutura eletrônica que tem aplicações potenciais em dispositivos eletrônicos [24]. Consequentemente, para atender aos requisitos de aplicações eletrônicas de OPG-L e OPG-Z, é inevitável e necessário pesquisar as propriedades de dissipação térmica das duas novas estruturas. Até agora, as propriedades térmicas dessas duas estruturas ainda não são claras.

Neste trabalho, investigamos as propriedades térmicas dos dois novos alótropos de carbono 2D usando simulações de dinâmica molecular. Os efeitos de tamanho, tensão e temperatura no TC são explorados. Os resultados são analisados calculando a densidade de vibração dos estados (VDOS) dos fônons. Nossa pesquisa das propriedades térmicas desses dois alótropos de carbono indica suas aplicações potenciais em dispositivos de gerenciamento térmico.

Modelo e métodos

As estruturas de OPG-L (Fig. 1a) e OPG-Z (Fig. 1b) contêm células representativas compostas de octágonos e pentágonos [24]. Para distinguir os tipos de arestas das estruturas, definimos a quiralidade da poltrona e do zigue-zague como o grafeno (ver Fig. 1). Estas duas estruturas podem ser formadas pela fita 558 representativa indicada pelos átomos vermelhos usando simetria translacional ao longo das linhas verdes.

Os modelos esquemáticos de a OPG-L e b OPG-Z. Os quadros tracejados em preto são as células unitárias ortogonais de OPG-L e OPG-Z, onde OA e OB são vetores de rede. A célula primitiva de OPG-L é mostrada em uma moldura tracejada azul, enquanto a célula primitiva de OPG-Z é a mesma que a célula de cristal

Todas as simulações de MD são realizadas usando o pacote de simulador atômico / molecular maciçamente paralelo em grande escala (LAMMPS) [26]. Usamos o potencial Tersoff otimizado de Lindsay e Broido [27], com pequenas modificações, ou seja, potencial Tersoff otimizado modificado, para descrever as interações entre os átomos de carbono. Lindsay e Brodio otimizaram dois parâmetros em comparação com o potencial de Tersoff original [28], um para o ângulo de ligação de equilíbrio e outro para a força de interação atrativa. De acordo com este potencial Tersoff otimizado [27], o comprimento da ligação de equilíbrio no grafeno é 1,4388 Å, que é maior do que o valor experimental de 1,42 Å [29]. Porque os únicos parâmetros relacionados ao comprimento no potencial Tersoff são λ ₁ na função repulsiva ( f ^R = A exp. (- λ ₁ r )) e λ ₂ na função atrativa ( f ^A = B exp (- λ ₂ r )), podemos obter o comprimento correto da ligação multiplicando esses dois parâmetros por um fator de 1,4388 / 1,42. Ou seja, mudamos λ ₁ de 3,4879 Å ⁻¹ a 3,5333 Å ⁻¹ e mudar λ ₂ de 2.2119 Å ⁻¹ a 2.2407 Å ^{- 1} . Essas modificações apenas mudam a escala de comprimento do potencial de uma forma global. Com base neste potencial Tersoff otimizado modificado, os parâmetros de rede de equilíbrio correspondentes na simulação MD são os seguintes:OA =3,63 Å, OB =9,38 Å em OPG-L e OA =6,78 Å, OB =5,04 Å em OPG-Z, que são em boa concordância com o estudo anterior de Su et al. [24], isto é, OA =3,68 Å, OB =9,12 Å em OPG-L e OA =6,90 Å, OB =4,87 Å em OPG-Z.

Simulações de dinâmica molecular reversa de desequilíbrio (rNEMD) [30] são realizadas para calcular o TC. As condições de contorno periódicas são adotadas nas dimensões xey. As estruturas de OPG-L e OPG-Z são inicialmente otimizadas através da versão Polak-Ribiered do algoritmo de gradiente conjugado [31], e um banho térmico Nosé-Hoover de 0,25 ns [32, 33] é empregado posteriormente para garantir que o sistema alcance o estado de equilíbrio em 300 K (com um intervalo de tempo de 0,25 fs). Depois de se aproximar do estado de equilíbrio, o modelo é dividido em 50 placas ao longo da direção de transferência de calor. Conforme mostrado na Fig. 2a, a 1ª laje é designada para ser o dissipador de calor, enquanto a 26ª (laje do meio da amostra) é a fonte de calor, e o fluxo de calor é transferido da fonte de calor (região quente) para o dissipador ( região fria). A direção de transporte do fluxo de calor é definida como a direção do comprimento (L), enquanto a direção transversal é a direção da largura (W). O fluxo de calor J é liberado / injetado entre essas duas placas trocando as energias cinéticas entre o átomo mais quente, que possui a maior energia cinética, na placa do dissipador de calor e o átomo mais frio, que possui a menor energia cinética, na fonte de calor laje. O fluxo de calor J pode ser obtido calculando a quantidade de troca da energia cinética entre o dissipador de calor e a placa da fonte de calor de acordo com as seguintes equações.
$$ J \ kern0.5em =\ kern0.5em \ frac {\ sum _ {\ mathrm {Nswap}} \ frac {1} {2} \ left ({mv} _h ^ 2- {mv} _c ^ 2 \ right )} {t _ {\ mathrm {swap}}}, $$ (1)

a Gráfico esquemático do método rNEMD. O fluxo de calor é transferido da fonte de calor (região quente) para o dissipador de calor (região fria). A direção de transporte do fluxo de calor é definida como a direção do comprimento (L), enquanto a direção transversal é a direção da largura (W). b A distribuição da temperatura média em função das lajes

onde t _troca é o tempo total de troca de energia cinética, N _troca denota a quantidade de pares de átomos em troca, m é a massa do átomo, e v _h e v _c representam a velocidade de troca de átomos (o átomo mais quente com a maior energia cinética na placa do dissipador de calor e o átomo mais frio com a menor energia cinética na placa da fonte de calor), respectivamente. A temperatura de cada placa é coletada e calculada em média acima de 3,0 ns para obter a distribuição da temperatura quando o sistema atinge o estado estacionário de não equilíbrio (após 1,5 ns). O valor de TC ( κ ) é então calculado usando a lei de Fourier como
$$ \ kappa =\ frac {J} {2A \ parcial T / \ parcial L}, $$ (2)
onde A é a área da seção transversal de transferência de calor ( A é obtido multiplicando a largura e espessura do modelo), e ∂T / ∂L denota o gradiente de temperatura depois que o sistema atinge o estado estacionário de não equilíbrio (ver Fig. 2b). O fator 2 representa o fato de que o fluxo de calor é transportado em duas direções para longe da fonte de calor. A espessura do modelo é assumida como sendo o espaçamento de equilíbrio entre camadas do grafeno (0,34 nm) [8, 10, 34, 35].

Resultados e discussões

Examinamos primeiro o efeito do tamanho do sistema no TC dos dois alótropos de carbono. Amostras de simulação são geradas com a mesma largura de 3 nm, mas comprimento diferente variando de 50 a 1000 nm. Deve-se notar que todos os valores do comprimento da amostra mencionados neste trabalho são o comprimento efetivo ( L _eff ) de transferência de calor. Ou seja, o comprimento efetivo da amostra é a metade do comprimento da amostra ( L ), ou seja, L _eff = L / 2, que é atribuído à transferência de fluxo de calor do meio (a fonte de calor) para as duas extremidades (o dissipador de calor) da amostra no método rNEMD. Particularmente, confirmamos que o TC não depende da largura da amostra, calculando as condutividades térmicas de amostras com comprimento fixo de 50 nm, mas com largura diferente de 3 nm, 6 nm, 9 nm e 12 nm, respectivamente, conforme mostrado em Fig. 3. O TC de OPG-L ao longo do zigue-zague e as direções da poltrona são nomeados como κ _OPG-LZ e κ _OPG-LA , respectivamente. Da mesma forma, κ _OPG-ZZ e κ _OPG-ZA são usados para representar o TC de OPG-Z ao longo do zigue-zague e as direções da poltrona. Os resultados da simulação mostram que o TC de OPG-L e OPG-Z nas duas direções quirais aumenta monotonicamente com comprimento de amostra variando de 50 a 1000 nm. É atribuído a que na amostra longa, os fônons acústicos com comprimento de onda mais longo estão envolvidos na transferência de calor [9, 36]. Respectivamente, o TC de OPG-L e OPG-Z de 50 nm e 1000 nm de comprimento ao longo da direção do ziguezague são κ _OPG-LZ50 =125 W / mK, κ _OPG-LZ1000 =296 W / mK, κ _OPG-ZZ50 =94 W / mK e κ _OPG-ZZ1000 =236 W / mK. Ao longo da direção da poltrona, o TC de OPG-L e OPG-Z são κ _OPG-LA50 =105 W / mK, κ _OPG-LA1000 =316 W / mK, κ _OPG-ZA50 =93 W / mK e κ _OPG-ZA1000 =214 W / mK.

TC de OPG-L e OPG-Z em função da largura

Para extrair o TC de amostras infinitamente longas, um procedimento de ajuste inverso é empregado. A relação entre o comprimento inverso e TC inverso é expressa como [37,38,39]:
$$ {\ kappa} ^ {- 1} =\ kappa {} _ {\ infty} {} ^ {- 1} \ left (\ frac {2l} {L_ {eff}} + 1 \ right), $$ (3)
onde κ _∞ é o TC extrapolado de uma amostra infinita, l é o phonon significa caminho livre e L _eff é o comprimento efetivo da transferência de calor. A equação (3) sugere que a relação entre o comprimento inverso e TC inverso deve ser linear. Conforme mostrado na Fig. 4, uma relação linear entre o comprimento inverso e TC inverso é observada. Extrapolando para L ⁻¹ =0, o TC de amostras infinitas, ou seja, κ _OPG-LZ =310 W / mK, κ _OPG-LA =332 W / mK, κ _OPG-ZZ =247 W / mK e κ _OPG-ZA =228 W / mK, são obtidos.

TC inverso de a OPG-L e b OPG-Z como uma função do comprimento inverso da amostra a 300 K. O diamante azul aberto e os pontos vermelhos representam TC ao longo do zigue-zague e das direções da poltrona, respectivamente

Além disso, também expressamos o TC em execução no método de dinâmica molecular de equilíbrio (EMD), estabelecendo a amostra com o mesmo comprimento e largura de 20 nm (este tamanho de amostra de simulação foi testado para ser grande o suficiente para eliminar os efeitos de tamanho finito) . De acordo com o trabalho de Fan et al. [39, 40], os cálculos de TC no método EMD são baseados na fórmula de Green-Kubo [41, 42], na qual o TC em execução ao longo da direção x pode ser expresso da seguinte forma:
$$ {\ kappa} _ {xx} (t) =\ frac {1} {\ kappa_B {T} ^ 2V} {\ int} _0 ^ t \ left \ langle {J} _x (0) {J} _x \ left ({t} ^ {\ hbox {'}} \ right) \ right \ rangle {dt} ^ {\ hbox {'}}, $$ (4)
onde κ _B é a constante de Boltzmann, V é o volume do sistema, T é a temperatura absoluta do sistema, 〈 J _x (0) J _x ( t ^' )〉 É a função de autocorrelação do fluxo de calor, t é o tempo de correlação e J _x é o fluxo de calor na direção x. O símbolo 〈〉 representa a média de tempo nas simulações EMD. O tempo máximo de correlação é 2 ns, que foi testado para ser grande o suficiente. Como mostrado na Fig. 5, o TC em execução para OPG-L e OPG-Z em duas direções quirais em 300 K são expressos pela média dos resultados de 100 simulações independentes com diferentes velocidades iniciais. Podemos ainda obter o TC de uma amostra infinita calculando a média do TC em execução no tempo de correlação de 1,0 a 2,0 ns. Ou seja, o TC convergido de OPG-LZ, OPG-LA, OPG-ZZ e OPG-ZA são 313 W / mK, 344 W / mK, 261 W / mK e 233 W / mK, respectivamente, que estão em concordância razoável com os resultados por extrapolação no método rNEMD.

Evolução do TC de a OPG-LZ, b OPG-LA, c OPG-ZZ e d OPG-ZA a 300 K em função do tempo de correlação. As linhas finas representam os resultados de 100 simulações independentes e as linhas sólidas e tracejadas grossas representam seus limites médios e de erro. κ _∞ é o TC de uma amostra infinita, que é obtido pela média do TC em execução no tempo de correlação de 1,0 a 2,0 ns

Verificou-se que o TC desses dois alótropos de carbono é muito menor do que o do grafeno (3000–5000 W / mK) [7, 43] . Para explicar esse fenômeno e explorar a visão física, calculamos três parâmetros importantes, ou seja, C _v , v _g , e l , com base na equação de transporte térmico de rede clássica:
$$ \ kappa =\ frac {1} {3} {C} _v {v} _gl, $$ (5)
onde C _v é a capacidade de calor, v _g é a velocidade efetiva do grupo de fônons e l é o caminho livre médio dos fônons.

A amostra com comprimento e largura de 20 nm é adotada para investigar a capacidade de calor a 300 K. A capacidade de calor é calculada seguindo a abordagem de McGaughey e Kaviany [44], que tem sido usada na dinâmica molecular de aproximação ao equilíbrio simulações [45]. Calculamos a energia total E à temperatura de T =290 K, 295 K, 300 K, 305 K, 310 K no conjunto canônico, e os resultados são calculados em 60 ps de dez simulações independentes com diferentes velocidades iniciais. Conforme mostrado na Fig. 6, a inclinação no ajuste linear da curva de energia-temperatura é a capacidade de calor.

A variação da energia em função da temperatura para a OPG-L e b OPG-Z. A inclinação da curva de energia-temperatura denota a capacidade de calor. As capacidades de calor correspondentes são 4.163 E-23 J / K e 4.126 E-23 J / K, respectivamente, por átomo

Deve-se notar que a velocidade do grupo de fônons que calculamos aqui é a velocidade efetiva do grupo de fônons v _g em vez da velocidade média do grupo de fônons v . Conforme mostrado na Fig. 7, a velocidade efetiva do grupo de fônons pode ser obtida comparando-se os resultados das simulações rNEMD e EMD. Ou seja, um comprimento de sistema eficaz L _eff pode ser definido no método EMD multiplicando o limite superior do tempo de correlação t na fórmula de Green-Kubo Eq. (4) por uma velocidade efetiva do grupo de fônons v _g , L _eff ≈ v _g t . O TC em execução κ ( t ) do método EMD também pode ser considerado como uma função do comprimento do sistema κ ( L _eff ) Em comparação com a velocidade média do grupo de fônons, a velocidade efetiva do grupo de fônons é uma estimativa grosseira, mas tem sido amplamente utilizada no estudo do transporte térmico em modelos de rede de baixa dimensão [46] e também tem sido usada para grafeno [40] e alótropos de Si [39].

TC de a OPG-LZ, b OPG-LA, c OPG-ZZ, e ( d ) OPG-ZA como uma função do comprimento efetivo da amostra de simulações EMD e rNEMD. A velocidade efetiva do grupo de fônons V _g é obtido combinando simulações EMD e rNEMD

Com base na Eq. (3), o caminho livre médio do fônon pode ser obtido por extrapolação no método rNEMD. Para comparar o TC desses dois alótropos de carbono com o do grafeno, também apresentamos esses três parâmetros do grafeno. A capacidade térmica do grafeno é calculada através do método acima, enquanto a velocidade efetiva do grupo de fônons e a média da trajetória livre do fônon são obtidas em outros trabalhos [7, 40]. Pode-se descobrir que as capacidades térmicas desses dois alótropos de carbono são próximas às do grafeno; no entanto, a velocidade efetiva do grupo de fônons e o caminho livre médio do fônon são muito mais baixos do que os do grafeno, o que leva ao TC mais baixo dos dois materiais (ver Tabela 1).

Além disso, exploramos a dependência do TC com a temperatura, conforme mostrado na Fig. 8. A região de temperatura de 200 K a 300 K é a principal faixa em que nos concentramos. As amostras de simulação são geradas com a mesma largura de 3 nm, mas comprimentos diferentes de 50 nm, 75 nm, 100 nm, 150 nm e 200 nm, respectivamente. Como mostrado na Fig. 8a, b, damos o TC inverso de OPG-LZ e OPG-LA em várias temperaturas como uma função do comprimento de amostra inverso. Semelhante à extrapolação no efeito do tamanho em 300 K, as condutividades térmicas de uma amostra infinita em várias temperaturas são extraídas fazendo o procedimento de extrapolação. Conforme mostrado na Fig. 8c, d, todas as condutividades térmicas convergentes são normalizadas pelo TC em 300 K ( κ ₀ )

TC inverso de a OPG-LZ, b OPG-LA a várias temperaturas em função do comprimento da amostra inversa e do TC relativo ( κ / κ ₀ ) de c OPG-L e d OPG-Z em função da temperatura. κ ₀ é o TC em 300 K, que é 310 W / mK, 332 W / mK, 247 W / mK e 227 W / mK para κ _OPG-LZ , κ _OPG-LA , κ _OPG-ZZ e κ _OPG-ZA , respectivamente

A Figura 8 indica que ao longo das direções do zigue-zague e da poltrona, o TC diminui com o aumento da temperatura para OPG-L e OPG-Z. A tendência do TC varia com a temperatura (de 200 a 500 K) está de acordo com os estudos anteriores de TC do grafeno [8, 36, 47]. Este fenômeno é derivado do aumento dos processos de espalhamento de Umklapp que desempenham um papel crítico no transporte de calor [8, 36, 47]. Além disso, quando a temperatura varia de 300 a 500 K, o κ _OPG-LZ , κ _OPG-LA , κ _OPG-ZZ e κ _OPG-ZA cai 42%, 40%, 36% e 37%, respectivamente. A dependência do TC desses dois alótropos de carbono com a temperatura mostra que é necessário considerar os efeitos da temperatura para suas aplicações práticas.

As propriedades térmicas dos materiais bidimensionais, por exemplo, grafeno [48, 49], siliceno [34, 50, 51] e fosforeno [37], são sensíveis à engenharia de deformação. Foi relatado que o TC do grafeno com tamanho pequeno diminui com o aumento da deformação de tração [48], e o TC também pode ser aprimorado pelo aumento da deformação quando a amostra é maior que 500 µm [49]. A dependência incomum do TC no tamanho da amostra e na deformação é atribuída à competição entre o espalhamento de fronteira e o espalhamento fônon-fônon. Além disso, verifica-se que o TC de siliceno aumenta em pequenas deformações de tração, mas diminui em grandes deformações devido à competição entre o amolecimento do fônon nos modos no plano e o enrijecimento do fônon nos modos fora do plano [34, 50, 51]. Portanto, é significativo e necessário investigar as relações entre o comportamento do TC e a deformação de tração para as estruturas OPG-L e OPG-Z.

Primeiro, investigamos as propriedades mecânicas desses dois alótropos de carbono. O tamanho da amostra é de cerca de 5 nm de comprimento e 5 nm de largura. Para evitar quaisquer forças de ligação elevadas espúrias e endurecimento por deformação não física [52, 53], a distância de corte é fixada em ( R = S =1,95 Å). Esta distância de corte no potencial de Tersoff otimizado modificado também é consistente com os potenciais de Tersoff anteriores (1,8–2,1 Å) [28, 53,54,55] que estão sendo usados para simular a ligação C-C. Todas as simulações são iniciadas relaxando a configuração atomística da estrutura a um estado de energia potencial mínimo. A deformação de tração uniaxial é aplicada com a taxa de deformação de 0,0002 ps ⁻¹ . Deve-se notar que o espaçamento de equilíbrio entre camadas do grafeno (3,4 Å) é usado para representar a distância de equilíbrio entre camadas das duas estruturas. As propriedades mecânicas desses dois alótropos de carbono estão listadas na Tabela 2, com comparação de grafino e grafeno [56]. As características sobrescritas de z e a representam folhas em zigue-zague e poltrona, respectivamente.

É visto na Tabela 2 que ao longo da direção do ziguezague, os módulos de Young do OPG-L e OPG-Z são 538 GPa e 492 GPa, e ao longo da direção da poltrona, os módulos de Young são 648 GPa e 550 GPa, respectivamente. Isso indica que o módulo de Young do OPG-L e OPG-Z são próximos ao do graphyne (503.1 ^z e 525.0 ^a ), mas inferior ao do grafeno (856,4 ^z e 964.0 ^a ) As relações tensão-deformação dos dois alótropos de carbono ao longo das direções do zigue-zague e da poltrona são mostradas na Fig. 9. De acordo com os comportamentos de fratura desses dois alótropos de carbono, obtemos ainda a deformação final (tensão) desses dois alótropos de carbono. Respectivamente, ao longo da direção do ziguezague, a deformação final (tensão) do OPG-L e do OPG-Z é de 17,2% e 10,9%, e ao longo da direção da poltrona, a deformação final (tensão) é de 8,7% e 7,9%. Verificamos que a estrutura do OPG-L apresenta maior resistência sob tensão de tração na direção do zigue-zague. No entanto, em comparação com o grafino e o grafeno, as deformações finais (tensão) dos dois alótropos de carbono são mais baixas.

Relações tensão-deformação dos dois alótropos de carbono ao longo das direções do zigue-zague e da poltrona

Em seguida, estudamos o efeito da deformação no TC desses dois alótropos de carbono, aplicando a deformação de tração uniaxial ao longo da direção de transferência de calor. As amostras de simulação têm a mesma largura de 3 nm, mas comprimentos diferentes de 50 nm, 75 nm, 100 nm, 150 nm e 200 nm, respectivamente. As condutividades térmicas de uma amostra infinita em várias cepas são extraídas fazendo o procedimento de extrapolação (ver Fig. 10a, b). Conforme ilustrado na Fig. 10c, d, todas as condutividades térmicas convergentes são normalizadas pelo TC de tensão livre a 300 K ( κ ₀ ), fornecemos ainda o TC relativo ( κ / κ ₀ ) dos dois alótropos de carbono em função de várias cepas uniaxiais. A Figura 10 mostra claramente que o TC de ambos OPG-L e OPG-Z diminui monotonicamente com o aumento da tensão de tração, o que é consistente com estudos anteriores em grafeno [34, 48], mas em nítido contraste com siliceno [34, 50, 51] e fosforeno [37]. Conforme mostrado na Fig. 10, a redução máxima de κ _OPG-LZ , κ _OPG-LA e κ _OPG-ZZ , κ _OPG-ZA são 49%, 44%, 37% e 31%, respectivamente. Particularmente, o TC de OPG-L ao longo da direção do zigue-zague pode ser ajustado por meio de deformação em uma ampla faixa.

TC inverso de a OPG-LZ, b OPG-LA em várias cepas uniaxiais em função do comprimento da amostra inversa e do TC relativo ( κ / κ ₀ ) de c OPG-L e d OPG-Z em função da deformação. κ ₀ é o TC de tensão livre a 300 K, que é 310 W / mK, 332 W / mK, 247 W / mK e 227 W / mK para κ _OPG-LZ , κ _OPG-LA , κ _OPG-ZZ e κ _OPG-ZA , respectivamente

A fim de elucidar ainda mais o efeito da deformação nas propriedades de transporte térmico de OPG-L e OPG-Z, calculamos o VDOS dos fônons de OPG-LZ na deformação típica. Os VDOS são calculados por uma transformada de Fourier da função de autocorrelação da velocidade atômica. A função é definida da seguinte forma:
$$ P \ left (\ omega \ right) =\ frac {1} {\ sqrt {2 \ pi}} \ underset {0} {\ overset {\ infty} {\ int}} {e} ^ {i \ omega t} \ left \ langle \ sum \ limits_ {j =1} ^ N {v} _j (t) {v} _j (0) \ right \ rangle dt, $$ (6)
Conforme ilustrado na Fig. 11, a suavização do fônon (desvio para o vermelho) nas direções no plano e fora do plano é observada. Este fenômeno está de acordo com estudos anteriores em grafeno sob tensão de tração [34, 48]. Particularmente, em comparação com o VDOS na direção fora do plano, o amolecimento do fônon na direção no plano é óbvio. Isso indica que o declínio de TC de OPG-L e OPG-Z é principalmente devido ao amolecimento de fônon induzido por deformação na direção no plano.

No avião a e fora do plano b VDOS de OPG-L versus tensão de tração uniaxial ao longo da direção do ziguezague

Conclusões

Em resumo, as simulações de EMD e rNEMD foram realizadas para investigar as propriedades térmicas dos dois novos alótropos de carbono 2D compostos de octógonos e pentágonos. São obtidos os efeitos de tamanho, temperatura e deformação no TC. Nossos resultados revelam que o TC aumenta monotonicamente com o aumento do tamanho. As condutividades térmicas de tamanhos infinitos são obtidas por relações lineares do comprimento inverso e TC inverso. O TC convergido obtido por extrapolação no método da dinâmica molecular de não equilíbrio reverso está em concordância razoável com o método da dinâmica molecular de equilíbrio. O TC muito mais baixo, em comparação com o grafeno, é atribuído à velocidade mais baixa do grupo de fônons e à média do caminho livre do fônon. Nossas descobertas fornecem informações importantes para os efeitos do tamanho, temperatura e deformação nas propriedades de transporte térmico de OPG-L e OPG-Z e indicam aplicações potenciais em dispositivos de gerenciamento térmico em campos micro / nanoeletrônicos.

Abreviações

558:: Anéis de cinco cinco oito membros
OPG-L:: Octógono e pentágono linha de grafeno
OPG-Z:: Octógono e pentágono grafeno-ziguezague
rNEMD:: Reverse non-equilibrium molecular dynamics
TC:: Condutividade térmica
VDOS:: Vibrational density of states

Diodo Schottky de alta tensão β-Ga2O3 com terminação de borda implantada com argônio Síntese de NiCo2O4 semelhante ao ouriço-do-mar por meio de estratégia de automontagem orientada por carga para baterias de íon-lítio de alto desempenho

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias