Propriedades eletrônicas e magnéticas de WSe2 de monocamada defeituosa com vagas

Resumo

Ao adotar os métodos de primeiro princípio com base na teoria do funcional da densidade, estudamos as propriedades estruturais, eletrônicas e magnéticas da monocamada WSe com defeito ₂ com as vagas e as influências de deformações externas nas configurações defeituosas. Nossos cálculos mostram que as duas vacâncias do átomo W (V _W2 ) e um átomo de W e seus próximos três pares de vacâncias de átomo de Se (V _WSe6 ) ambos induzem magnetismo em monocamada WSe ₂ com momentos magnéticos de 2 e 6 μ _B , respectivamente. Os momentos magnéticos são contribuídos principalmente pelos átomos ao redor das vagas. Particularmente, WSe monocamada ₂ com V _W2 é semimetálico. Além disso, uma vacância de átomo de Se e um de W (V _Se , V _W ), duas vagas de átomo de Se (V _Se-Se ), e um átomo de W e os três átomos de Se próximos na mesma vacância de camada (V _WSe3 ) WSe monocamada dopada ₂ permanecem como semicondutores não magnéticos. Mas os estados eletrônicos impuros atribuídos a partir dos orbitais W d e Se p em torno das vacâncias localizam-se em torno do nível de Fermi e reduzem as lacunas de energia. Enquanto isso, nossos cálculos indicam que a deformação de tração de 0 ~ 7% não apenas manipula as propriedades eletrônicas da monocamada defeituosa WSe ₂ com vacâncias, estreitando suas lacunas de energia, mas também controla os momentos magnéticos de V _W -, V _W2 -, e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ .

Introdução

Ao contrário do grafeno sem intervalos [1, 2], monocamadas de dichalcogeneto de metal de transição semicondutor (TMD) com um gap de 1 ~ 2 eV [3,4,5,6] têm vantagens superiores nos campos de catalisador, eletrônica e optoeletrônica por causa de suas propriedades químicas, ópticas e eletrônicas únicas [3,4,5,6,7,8,9]. Particularmente, WSe monocamada ₂ é semicondutor com um gap direto de ~ 1,6 eV [4, 10,11,12]. Além disso, sua mobilidade de portador é de cerca de 250 cm ² / V, e a relação liga / desliga é superior a 10 ⁶ à temperatura ambiente [13]. Mais importante, WSe monocamada ₂ é o primeiro TMD que apresenta comportamento condutor tipo p com metal de alta função de trabalho (Pd) sendo os contatos [13]. Por causa dessas novas propriedades, monocamada WSe ₂ tem sido amplamente estudado como o candidato promissor na eletrônica e optoeletrônica do futuro [4, 6, 13,14,15,16]. No entanto, WSe monocamada ₂ é não magnético, o que limita sua aplicação em muitos outros campos relacionados com o magnetismo.

Com base em estudos anteriores [17,18,19,20,21,22,23,24,25], os defeitos estruturais influenciam significativamente as propriedades mecânicas, eletrônicas e magnéticas. Por exemplo, defeito pontual e defeito vazio introduzem magnetismo no grafeno [19, 20], MoS ₂ monocamada e BaTiO ₃ (001) filme fino [21,22,23], respectivamente. Wu et al. estudou os efeitos de defeitos no desempenho de transmissão do dispositivo em monocamada WSe ₂ tunelamento de transistores de efeito de campo (TFSTs) realizando o cálculo ab initio, que indica que os defeitos podem ser bem projetados para obter TFETs de alto desempenho [25]. Enquanto isso, defeitos estruturais foram encontrados nos materiais 2D conforme crescido devido à imperfeição do processo de crescimento [19, 20, 26,27,28]. Por exemplo, defeitos estruturais intrínsecos, como defeitos pontuais, são perceptíveis na monocamada WSe ₂ conforme crescido [26].

De fato, métodos de engenharia estrutural, incluindo irradiação por partículas de alta energia de feixe de elétrons [29], feixe de íons [30] e laser de alta energia e corrosão química [31, 32] são as técnicas eficazes para induzir defeitos nos materiais 2D e têm sido usado para modificar as estruturas atômicas. Portanto, não é apenas significativo, mas também realista estudar a influência de defeitos estruturais, como vagas nas propriedades da monocamada WSe ₂ , que pode nos oferecer o novo recurso. Além disso, os materiais 2D podem suportar grandes deformações antes da ruptura e até mesmo ser esticados além do limite inerente de 10% devido à sua forte capacidade de deformação plástica, conforme demonstrado em monocamada MoS ₂ [33, 34]. Assim, a engenharia de deformações tem sido amplamente utilizada para ajustar as propriedades de materiais 2D e melhorar o desempenho relevante nas aplicações relacionadas [11, 17, 33,34,35,36,37,38,39]. De acordo com o estudo de Yang et al., A tensão local em nanoescala modifica o gap óptico e muda as propriedades eletrônicas e magnéticas da monocamada ReSe ₂ [38]. Particularmente, foi relatado que o WS não magnético ₂ a monocamada torna-se ferromagnética sob a deformação biaxial aplicada, e o momento magnético mais alto atinge 4,85 μ _B [39].

Neste trabalho, investigamos sistematicamente os efeitos de defeitos de vacância e deformação de tração nas propriedades eletrônicas da monocamada WSe ₂ . Calculamos vários defeitos de vacância de vacância de átomo único, vacância de átomo duplo e grandes vacâncias de quatro e sete átomos. Descobrimos que todos os defeitos de vacância alteram as propriedades eletrônicas do WSe monocamada ₂ , enquanto apenas o V _W2 e V _WSe6 as vagas introduzem o magnetismo de 2 e 6 μ _B , respectivamente. Além disso, WSe monocamada ₂ com V _W vacância converte em magnético de não magnético sob a tensão de tração externa. Mais importante, a deformação biaxial externa modula efetivamente não apenas as lacunas de energia, mas também os momentos magnéticos de V _W -, V _W2 -, e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ . Nossos cálculos sugerem WSe de monocamada defeituosa ₂ com vacâncias como potenciais semicondutores magnéticos de monocamada.

Métodos Computacionais

Todos os cálculos no presente estudo foram realizados através da adoção do Vienna Ab initio Simulation Package (VASP) baseado na teoria do funcional da densidade (DFT) [40, 41]. O método Perdew – Burke – Ernzerhof (PBE) foi usado para calcular a interação de troca eletrônica [42]. As interações elétron-elétron e elétron-elétron foram calculadas pelo método de onda aumentada do projetor (PAW) e o conjunto de base de onda plana [43, 44]. A energia de corte para o conjunto de base da onda plana foi definida como 300 eV, e a primeira zona de Brillouin foi amostrada pela malha 3 × 3 × 1 k com base no método Monkhorst-Pack [45]. Um espaço de vácuo de 15 Å foi adicionado ao longo da direção vertical acima da monocamada para remover as interações entre as imagens adjacentes no modelo de placa periódica. Relaxamentos de estrutura foram realizados até que todas as forças em cada íon sejam menores que 0,02 eV / Å, e os critérios de convergência para a energia total foram definidos como 10 ⁻⁴ eV. A deformação de tração biaxial foi imposta na monocamada dopada com defeito de vacância WSe ₂ , que foi calculado por ε =( c - c ₀ ) / c ₀ × 100%, onde c e c ₀ são os parâmetros de rede da monocamada livre e esticada WSe ₂ , respectivamente.

Resultados e discussão

Estrutura atômica e propriedades eletrônicas do WSe de monocamada ₂

A estrutura de cristal mais estável da monocamada WSe ₂ , denotado como 1H-WSe ₂ , é mostrado na Fig. 1a, que mostra a camada intercalada de Se-WSe. Em 1H-WSe ₂ , Átomos de W e átomos de Se ocupam as sub-redes da folha hexagonal, e os átomos de Se na camada inferior estão diretamente abaixo desses átomos de Se na camada superior. Nosso comprimento de ligação W-W calculado é 3,31 Å e o comprimento da ligação W-Se é 2,54 Å, concordando bem com os resultados anteriores [10, 11]. Como mostrado na Fig. 1b, a estrutura de banda eletrônica calculada e densidade de estados (DOS) para 1H-WSe ₂ indicam que 1H-WSe ₂ é semicondutor não magnético com um gap direto de 1,54 eV. Nosso resultado calculado concorda bem com o resultado anterior de 1,55 eV [12]. Para obter um gap mais preciso, adotamos o método de Heyd – Scuseria – Ernzerh (HSE06) [46] para calcular a estrutura de banda eletrônica. A lacuna de energia de 1H-WSe ₂ calculado pelo método HSE06 é 2,0 eV.

a Vistas superior e lateral da estrutura atômica da monocamada WSe ₂ . b A estrutura de banda eletrônica e densidade de estados (DOS) da monocamada WSe ₂ . As bolas azuis, vermelhas e tangerina representam átomos de Wand Se nas camadas superior e inferior, respectivamente. O nível de Fermi é definido como 0 eV

As propriedades magnéticas e eletrônicas do WSe de monocamada defeituosa ₂ com vaga

Consideramos sete configurações de defeito de vaga para WSe monocamada ₂ No presente estudo. Eles são as vagas de um único átomo, incluindo uma vaga de átomo de Se (V _Se ), uma vacância de átomo W (V _W ), e duas vacâncias atômicas de V _Se-Se , V _Se2 e V _W2 . A vacância de dois átomos de Se V _Se-Se significa que os dois átomos de Se que estão logo abaixo ou acima um do outro são removidos, enquanto o V _Se2 / V _W2 vacância significa que os dois átomos Se / W adjacentes são removidos. Também consideramos as grandes vagas do V _WSe3 e V _WSe6 . V _WSe3 denota a vacância de um átomo de W e os três átomos de Se próximos na mesma camada, e V _WSe6 apresenta a vacância de um átomo de W e os próximos três pares de átomos de Se. As estruturas otimizadas de WSe monocamada ₂ com vagas de V _Se , V _Se-Se , V _Se2 , V _W , V _W2 , V _WSe3 e V _WSe6 são mostrados nas inserções da Fig. 2. Como podemos ver, a supercélula 5 × 5 × 1 foi usada para o presente estudo da monocamada defeituosa WSe ₂ .

As estruturas atômicas otimizadas da monocamada WSe ₂ com V _Se , V _Se-Se , V _Se2 , V _W , V _W2 , V _WSe3 e V _WSe6 vagas. As bolas azuis, vermelhas e tangerina representam os átomos W e Se na camada superior e inferior, respectivamente

A Tabela 1 resume os resultados para o WSe monocamada defeituoso ₂ com vagas de V _Se , V _Se-Se , V _Se2 , V _W , V _W2 , V _WSe3 , e V _WSe6 . Podemos ver que as distâncias W-W em torno das vagas de V _Se , V _Se-Se , e V _Se2 diminuir respectivamente em 0,23, 0,52 e 0,24 Å em comparação com a distância W-W original na monocamada WSe ₂ , o que significa que os átomos W em torno das vacâncias dos átomos de Se ficam próximos uns dos outros. Além disso, as distâncias W-W em torno das vagas de V _W , V _W2 , e V _WSe3 aumentar ligeiramente em 0,02, 0,01 e 0,06 Å. E essas distâncias W-W em torno das vacâncias de átomo único (V _Se / V _W ) são quase iguais à contraparte em torno dos dois átomos vagos (V _Se2 / V _W2 ) Para a vaga maior V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ , as distâncias W-W entre os átomos W vizinhos nos cantos da vacância reduzem em 0,58 Å, mas as distâncias W-W nas bordas da vacância aumentam em 0,44 Å. As energias de formação das sete geometrias de vacância são calculadas por meio de:
$$ {E} _ {\ mathrm {form}} ={E} _ {\ mathrm {van} \ hbox {-} {\ mathrm {WSe}} _ 2} \ hbox {-} {E} _ {{\ mathrm {WSe}} _ 2} + \ Sigma {n} _ {\ mathrm {i}} {u} _ {\ mathrm {i}} $$
\ ({E} _ {\ mathrm {van} \ hbox {-} {\ mathrm {WSe}} _ 2} \) e \ ({E} _ {{\ mathrm {WSe}} _ 2} \) são o total energias da supercélula 5 × 5 × 1 da monocamada WSe ₂ com e sem vaga defeito, e u _i e n _i (i =Se, W) são o potencial químico e o número de i removidos átomo. Conforme listado na Tabela 1, nossas energias de formação calculadas para as sete vagas indicam que V _Se , a vacância do átomo de Se único, deve ser frequentemente observada no WSe ₂ monocamada, consistente com o resultado anterior da monocamada MoS ₂ [17, 21]. Para as duas vacâncias do átomo de Se de V _Se-Se e V _Se2 , a energia de formação de V _Se2 é um pouco mais alto que o de V _Se-Se , indicando que V _Se-Se é energeticamente preferível do que V _Se2 . Portanto, no estudo a seguir, apenas V _Se-Se é estudado como as duas vacâncias do átomo de Se. Além disso, as energias de formação para as vacâncias de grande porte são maiores, o que pode ser gerado por meio de certos tipos de técnicas de engenharia estrutural [29,30,31].

Em seguida, estudamos as propriedades eletrônicas da monocamada defeituosa WSe ₂ com vagas de V _Se , V _Se-Se , V _W , V _W2 , V _WSe3 , e V _WSe6 . A Figura 3 mostra as estruturas de banda eletrônica das seis monocamadas dopadas com vacância WSe ₂ . Conforme mostrado na Fig. 3a, V _Se -dopado monocamada WSe ₂ continua a ser semicondutor, mas obviamente existem estados eletrônicos extras gerados a partir do defeito de vacância localizado na região da lacuna. Consequentemente, a lacuna de energia de V _Se -dopado monocamada WSe ₂ reduz para 1,18 eV em comparação com o WSe de monocamada ₂ . A estrutura da banda eletrônica de V _Se-Se -dopado monocamada WSe ₂ é semelhante ao de V _Se -dopado monocamada WSe ₂ , e suas lacunas de energia estão próximas. V _W - e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ mostrado na Fig. 3c e e também mantém a característica semicondutora, mas com lacunas de energia muito menores de 0,18 e 0,76 eV, respectivamente. Diferente dos defeitos de vacância acima, os canais de rotação majoritários e minoritários são distribuídos assimetricamente para o V _W2 - e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ como mostrado na Fig. 3d e f. Para o V _W2 -dopado monocamada WSe ₂ , os canais de spin majoritários cruzam o nível de Fermi, enquanto os canais de spin minoritários mantêm semicondutores com um gap de energia de 0,19 eV e seu momento magnético é 2,0 μ _B , enquanto o V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ é semicondutor magnético com um momento magnético de 6,0 μ _B .

As estruturas de banda eletrônica da monocamada WSe ₂ com a V _Se , b V _Se-Se , c V _W , d V _W2 , e V _WSe3 , e f V _WSe6 vagas. As linhas azuis e vermelhas representam os canais de spin majoritários e minoritários, respectivamente. O nível de Fermi é definido como 0 eV

Também calculamos a densidade parcial de estados (PDOS) para as seis monocamadas dopadas com vacância WSe ₂ para estudar melhor suas propriedades eletrônicas. A Figura 4 mostra que os estados eletrônicos impuros de V _Se - e V _Se-Se -dopado monocamada WSe ₂ estão localizados principalmente na região da banda de condução e são derivados principalmente do orbital d dos átomos W perto da vacância, e pouco do orbital p dos átomos de Se ao redor da vacância. Diferentemente, as bandas eletrônicas impuras de V _W - e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ não estão apenas localizados na região da banda de condução, mas também sendo divididos na região da banda de valência. Para V _W vacância, as bandas de condução perto do nível de Fermi vêm principalmente de d (d _xy , d _x2 e d _z2 ) orbitais dos átomos W em torno da vacância, e as bandas de valência perto do nível de Fermi são principalmente do orbital p dos átomos de Se em torno da vacância. Comparado com V _W -dopado monocamada WSe ₂ , os estados eletrônicos impuros de V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ estão mais longe do nível de Fermi. As bandas de condução próximas ao nível de Fermi são derivadas de Se p _z orbitais e orbitais W d em torno da vacância, enquanto as bandas de valência perto do nível de Fermi são principalmente do orbital W d em torno da vacância. Além disso, o orbital W d e o orbital Se p vizinho interagem fortemente, resultando em estados hibridizados em torno do nível de Fermi. Para o V semimetálico _W2 -dopado monocamada WSe ₂ , o cruzamento da banda de condução do nível de Fermi vem principalmente do Se p _x orbital, e as bandas de valência perto do nível de Fermi são principalmente derivadas de W d (d _x2 e d _z2 ) orbital. Quanto ao semicondutor magnético V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ , as bandas de condução e as bandas de valência perto do nível de Fermi são ambas derivadas do orbital W d perto da vacância.

A densidade parcial de estados (PDOS) da monocamada WSe ₂ com a V _Se , b V _Se-Se , c V _W , d V _W2 , e V _WSe3 , e f V _WSe6 vagas. NN_W e NN_Se representam os átomos W e Se vizinhos mais próximos em torno da vacância, respectivamente. O nível de Fermi é definido como 0 eV

As propriedades eletrônicas e magnéticas do WSe de monocamada ₂ com defeito de vacância sob tensão de tração

Nós ainda estudamos as propriedades eletrônicas e magnéticas da monocamada dopada por vacância WSe ₂ sob a deformação biaxial, uma vez que a deformação é uma forma eficaz de sintonizar as estruturas eletrônicas e os momentos magnéticos dos materiais 2D. Primeiramente estudamos o 1H-WSe ₂ monocamada sob a cepa biaxial. O resultado do nosso cálculo mostra que a deformação biaxial variando de 0 a 7% não induz nenhum magnetismo na monocamada WSe ₂ , semelhante ao MoS monocamada ₂ [34, 36]. Além disso, WSe monocamada ₂ ainda mantém a natureza semicondutora com o gap de energia diminuindo para 0,5 eV na deformação de 7%, e o comprimento da ligação W-W aumenta conforme a deformação de tração aplicada aumenta.

Em seguida, estudamos a monocamada dopada com vacância WSe ₂ sob a tensão de tração de 0 ~ 7%. A Figura 5 mostra as estruturas de banda eletrônica para V _Se -, V _Se-Se -, V _W -, V _W2 -, V _WSe3 -, e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ sob a tensão biaxial de 1%, 4% e 7%. Semelhante ao original WSe ₂ monocamada, V _Se -, V _Se-Se -, e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ todos mantêm a característica semicondutora sob a deformação biaxial de 0 ~ 7%, e os mínimos da banda de condução estão se aproximando do nível de Fermi conforme a deformação de tração aplicada aumenta. Para o V _W -dopado monocamada WSe ₂ sob a cepa biaxial maior que 1%, os canais de spin majoritários e minoritários se distribuem de forma assimétrica. Além disso, o V _W2 - e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ ambos mostram característica de semicondutor magnético sob a deformação de 1 ~ 7%. Embora o V _Se -, V _Se-Se -, e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ ainda manter a característica semicondutora sob a deformação biaxial de 0 ~ 7%, a deformação biaxial controla efetivamente suas lacunas de energia, conforme mostrado na Fig. 6a. As lacunas de energia de V _Se - e V _Se-Se -dopado monocamada WSe ₂ ambos diminuem de 1,1 para 0,5 eV, enquanto a lacuna de energia de V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ é relativamente menor, que diminuiu de 0,76 para 0,3 eV. Por outro lado, as lacunas de energia de V _W -, V _W2 -, e V _WSe6 -dopado monocamada WSe ₂ são menos de 0,2 eV sob a cepa biaxial de 0 ~ 7%.

As estruturas de banda eletrônica da monocamada WSe ₂ com V _Se , V _Se-Se , V _W , V _W2 , V _WSe3 e V _WSe6 vagas abaixo de 1%, 4% e 7% de tensão de tração. As linhas azuis e vermelhas representam os canais de spin majoritários e minoritários, respectivamente. O nível de Fermi é definido como 0 eV

a As lacunas de energia da monocamada WSe ₂ com V _Se , V _Se-Se e V _WSe3 vagas. b Os momentos magnéticos da monocamada WSe ₂ com V _W , V _W2 , e V _WSe6 vagas sob a tensão de tração de 0 ~ 7%.

Sob a cepa biaxial de 0 ~ 7%, o V _Se -, V _Se-Se -, e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ permanecem não magnéticos como mostrado na Fig. 5. Em contraste, o V _W não magnético -dopado monocamada WSe ₂ tornam-se magnéticos com o momento magnético de 4 μ _B sob a cepa biaxial maior que 1%. A densidade de carga resolvida por spin mostrada na Fig. 7a indica que o momento magnético surge principalmente dos átomos W e Se em torno dos espaços vazios. Conforme mostrado na Fig. 7b, o momento magnético de V _W2 -dopado monocamada WSe ₂ principalmente vem dos átomos de Se perto da vacância e pouco dos átomos de W em torno da vacância. Quando a deformação aplicada é maior que 1%, mais átomos de Se são polarizados por spin, resultando no maior momento magnético de 4 μ _B . Para V _WSe6 defeito de vacância, podemos ver que seu momento magnético continua a ser 6 μ _B sob a tensão de 0 ~ 6% e, em seguida, diminui para 4 μ _B na deformação de 7% como mostrado na Fig. 6b. A Figura 7c demonstra que seus momentos magnéticos surgem principalmente dos seis átomos de W em torno de V _WSe6 . Quando a deformação aplicada aumenta para 7%, os átomos de Se próximos em torno da vacância são mais polarizados por spin, mas os momentos magnéticos locais nos átomos de W diminuem. Correspondentemente, o momento magnético total de V _WSe6 -dopado WSe ₂ diminui para 4 μ _B sob 7% de tensão.

Densidade de carga resolvida por spin de monocamada WSe ₂ com a V _W , b V _W2 , e c V _WSe6 vagas sob a tensão de tração de 0 ~ 7%. As isosuperfícies amarelas e ciano representam as densidades de spin positiva e negativa, respectivamente

Conclusão

Em resumo, estudamos vários defeitos de vacância para WSe monocamada ₂ , incluindo as vacâncias de átomo único Se e W (V _Se e V _W ), vacâncias de átomo duplo Se e W (V _Se-Se e V _W2 ), grande vacância de um átomo de W e os três átomos de Se próximos na mesma camada (V _WSe3 ), e vacância de um átomo de W e os três pares próximos de átomos de Se (V _WSe6 ) The V _Se -, V _Se-Se -, V _W -, e V _WSe3 -dopado monocamada WSe ₂ todos mantêm o recurso semicondutor não magnético como o WSe ₂ perfeito monocamada, mas com lacunas de energia menores devido aos estados eletrônicos impuros localizados na região da lacuna de energia, que são atribuídos a partir do orbital W d e Se p em torno das vacâncias, enquanto V _W2 e V _WSe6 vacâncias induzem magnetismo em monocamada WSe ₂ com momentos magnéticos de 2 e 6 μ _B , respectivamente. Particularmente, WSe monocamada ₂ com V _W2 vacância se converte em semicondutor em meio metálico. Mais importante, nossos resultados de cálculo mostram que a deformação biaxial externa ajusta efetivamente o magnetismo e as propriedades eletrônicas da monocamada WSe ₂ .

Abreviações

2D:

Bidimensional

CVD:

Método de deposição de vapor químico

DFT:

A teoria do funcional da densidade

DOS:

A densidade de estados

HSE06:

O método Heyd – Scuseria – Ernzerh

PAW:

O método de onda aumentada do projetor

PBE:

O método Perdew – Burke – Ernzerhof

PDOS:

A densidade parcial de estados

TMDs:

Dichalcogenetos de metais de transição

VASP:

Pacote de simulação Ab initio de Viena

Entrega de siRNA à base de micela catiônica para terapia gênica eficiente do câncer de cólon Alta tensão de ruptura e baixa resistência dinâmica ON AlGaN / GaN HEMT com implantação de íons de flúor na camada de passivação SiNx