Transição de lacuna de banda indireta-direta-indireta controlada por campo elétrico em InSe monocamada

Resumo

Estruturas eletrônicas de monocamada InSe com campo elétrico perpendicular são investigadas. A transição do gap indireto-direto-indireto é encontrada na monocamada InSe conforme a intensidade do campo elétrico é aumentada continuamente. Enquanto isso, o gap global é suprimido gradualmente até zero, indicando que a transformação do metal semicondutor acontece. Os mecanismos subjacentes são revelados analisando as contribuições orbitais para a banda de energia e a evolução das bordas da banda. Esses achados podem não apenas facilitar nossa compreensão das características eletrônicas dos semicondutores do grupo III-VI em camadas, mas também fornecer orientações úteis para o projeto de dispositivos optoeletrônicos.

Introdução

Desde o trabalho pioneiro na realização experimental de um grafite de camada única, nomeadamente o grafeno [1, 2], materiais bidimensionais (2D) atomicamente finos têm recebido muitas atenções [3, 4]. Vários materiais 2D de monocamada foram teoricamente previstos ou descobertos experimentalmente, incluindo siliceno [5-7], germanano [8], fósforo preto [9, 10], dichalcogenetos de metais de transição (TMDs) [11-13] e nitreto de boro hexagonal [14 –16]. Embora esses materiais 2D atomicamente finos tenham estruturas semelhantes em favo de mel, suas estruturas eletrônicas e propriedades de condutividade são bastante diferentes, incluindo metal [1, 2, 5–8], semicondutor [9–13] e isolante [14–16]. Portanto, de acordo com seus caracteres eletrônicos, esses materiais 2D de camada única podem encontrar aplicações no projeto de dispositivos multifuncionais eletrônicos e ópticos [3, 4]. Por exemplo, dispositivos ópticos sintonizáveis com fator de alta qualidade com base em metamateriais de Si-grafeno [17], metamateriais de Cu-grafeno [18] e MoS ₂ -SiO ₂ -Estruturas de guia de onda Si [19] são propostas. Dispositivos de polarização de vale e / ou spin perfeitos baseados no grafeno ferromagnético [20], grafeno deformado com acoplamento spin-órbita de Rashba e barreira magnética [21] e siliceno deformado com um campo elétrico são sugeridos [22, 23]. Além disso, os efeitos de interação entre os componentes de decomposição de SF ₆ e diferentes materiais, incluindo nanotubos de carbono de parede única dopados com N [24], Pt ₃ -TiO ₂ (1 0 1) superfície [25], MoS dopado com Ni ₂ monocamada [26] e superfície Pd (1 1 1) [27] são investigadas usando a teoria do funcional da densidade (DFT).

Os compostos do Grupo III-VI MXs (M =Ga, In e X =S, Se, Te) são outra família de materiais 2D em camadas. Devido aos seus caracteres elétricos únicos, esses materiais têm atraído a atenção de muitos pesquisadores [28]. Os cálculos do DFT [29-33] e do modelo de ligação estreita [34] mostram que a diferença de banda de energia de MXs em camadas depende da espessura, aumentando de 1,3 a 3,0 eV conforme o número de camadas diminui. Ao mesmo tempo, a transição de gap direto-indireto é observada, o que é oposto aos comportamentos do fósforo preto em camadas [9, 10] e TMDs [11–13]. Esta modulação de intervalo de banda de energia considerável de MXs em camadas pode ser usada para projetar dispositivos optoeletrônicos [35, 36]. Além disso, a estabilidade do InSe dopado com defeitos de oxigênio é investigada e constatado que é mais estável do que o fósforo preto no ar [37]. O magnetismo da monocamada InSe pode ser ajustado pela adsorção de As [38], C e F [39]. Efeito de conversão de carga de spin enorme é encontrado na bicamada InSe devido à simetria de espelho quebrada [40]. Além disso, a estrutura eletrônica e as características de corrente-tensão das nanofitas de monocamada InSe dependem fortemente dos estados de borda [41]. Por outro lado, pesquisas experimentais verificam as estruturas eletrônicas dependentes da camada de MXs e elas podem responder à luz que atravessa as regiões visível e infravermelho próximo [42-45]. Além disso, as mobilidades das portadoras de MXs são consideradas altas, permitindo que eles possam ser usados para projetar transistores de efeito de campo. Para GaS e GaSe em massa, as mobilidades do portador são de cerca de 80 e 215 cm ² V ⁻¹ S ⁻¹ [46], respectivamente. Para o InSe monocamada, a mobilidade da portadora é até quase 10 ³ cm ² V ⁻¹ S ⁻¹ [47]. Além disso, o gap de InSe em camadas pode ser manipulado por deformação de tração uniaxial, que é identificada pelos espectros de fotoluminescência [48].

Do ponto de vista do projeto de dispositivos optoeletrônicos, a eficiência dos dispositivos baseados em semicondutores de gap direto é melhor do que aqueles baseados em semicondutores de gap indireto. Portanto, a transformação de MXs de poucas camadas de band gap indireto para o tipo de band gap direto é um desafio para a comunidade científica. Muito recentemente, a manipulação de banda gap e transição indireta-direta de banda gap são encontradas na monocamada InSe por deformação uniaxial [49]. Além disso, semicondutores de gap direto foram obtidos empilhando 2D n-InSe e p-GeSe (SnS). E os valores de band gap e band offset dessas heterojunções de van der Waals podem ser ajustados pelo acoplamento interlayer e campo elétrico externo [50]. Além disso, são estudadas as possíveis configurações de empilhamento da bicamada InSe e a influência do campo elétrico perpendicular em suas estruturas eletrônicas. A bicamada indireta do gap de banda InSe pode ser transformada no tipo metálico variando a intensidade do campo elétrico [51]. Da mesma forma, em outros materiais 2D empenados como siliceno [52], germaneno [53], dichalcogenetos de metais de transição [54, 55] e fósforo preto [56], um campo elétrico perpendicular também é proposto para ajustar seu gap e características eletrônicas. À luz desses estudos anteriores, uma questão natural pode ser questionada quais são os efeitos do campo elétrico nas estruturas eletrônicas da monocamada InSe.

Nesta carta, os efeitos de um campo elétrico perpendicular nas estruturas eletrônicas da monocamada InSe são investigados usando o modelo de ligação rígida Hamiltoniano. A transição de gap de banda indireta-direta-indireta pode ser alcançada no sistema considerado com o aumento da intensidade do campo elétrico. Ao mesmo tempo, o gap da monocamada InSe é diminuído gradualmente, eventualmente tornando-o metálico. Os mecanismos físicos subjacentes a esses efeitos são desvendados pela análise da decomposição orbital da banda de energia e da mudança de posição da energia modulada pelo campo elétrico das bordas da banda. Nossos estudos podem se beneficiar para compreender fundamentalmente as propriedades eletrônicas de InSe de poucas camadas, bem como fornecer bases teóricas para dispositivos optoeletrônicos 2D.

Métodos

A vista superior da monocamada InSe é esboçada na Fig. 1a, onde as grandes esferas roxas representam íons de índio, enquanto as pequenas esferas verdes representam íons de selênio. Estes dois tipos de íons formam uma estrutura hexagonal semelhante ao grafeno no xy plano com constante de rede a , a distância entre os próximos In ou Se ions. A Figura 1b mostra o esquema da vista lateral da monocamada InSe. Diferente do grafeno, duas subcamadas com simetria de espelho no xz plano são observados. A distância vertical entre os íons In (Se) de diferentes subcamadas é definida em d ( D ) Portanto, uma célula unitária da monocamada InSe consiste em quatro íons S e ₁ , eu n ₁ , S e ₂ , e eu n ₂ , conforme mostrado pela elipse vermelha na Fig. 1b, em que o número 1 (2) indica o índice da subcamada.

(Cor online) Superior ( a ) e lateral ( b ) vista da monocamada InSe no xy e xz aviões, respectivamente. A constante de rede entre os In ou Se ions mais próximos no xy avião é um , e a distância entre os íons In (Se) mais próximos em diferentes subcamadas é d ( D ) Um campo elétrico perpendicular ao longo de z -eixo E _z é aplicado à monocamada InSe. c Banda de energia da monocamada InSe

O hamiltoniano de ligação forte até as interações do segundo vizinho mais próximo, incluindo todos os saltos possíveis entre os s e p orbitais de leituras de In e Se ions [34]
$$ H =\ sum \ limits_ {l} H_ {0l} + H_ {ll} + H_ {ll '}, $$ (1)
em que a soma percorre as subcamadas l =1 e 2, e l ^′ =2 (1) como l =1 (2). H _{0 l} , H _ll , e \ (\ phantom {\ dot {i} \!} H_ {ll ^ {\ prime}} \) consistem em termos vindos das energias no local, pulando energias dentro e entre as duas subcamadas, respectivamente. E as expressões explícitas deles são dadas como [34]
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} H_ {0l} =\ sum \ limits_ {i} [\ varepsilon _ {\ text {In} _ {s}} a_ {lis} ^ {\ dag } a_ {lis} + \ sum \ limits _ {\ alpha} \ varepsilon _ {\ text {In} _ {p _ {\ alpha}}} a _ {{lip} _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a _ {{ lip} _ {\ alpha}} + \\ \ varepsilon _ {\ text {Se} _ {s}} b_ {lis} ^ {\ dag} b_ {lis} + \ sum \ limits _ {\ alpha} \ varejpsilon _ {\ texto {Se} _ {p _ {\ alpha}}} b _ {{lip} _ {\ alpha}} ^ {\ dag} b _ {{lip} _ {\ alpha}}], \ end {array} $$ ( 2)
onde a soma percorre todas as células unitárias na subcamada l . \ (\ phantom {\ dot {i} \!} \ varepsilon _ {\ mathrm {In (Se)} _ {s}} \) é a energia no local para os s orbital de íons In (Se), enquanto \ (\ phantom {\ dot {i} \!} \ varejpsilon _ {\ mathrm {In (Se)} _ {p _ {\ alpha}}} \) é aquele para orbital p _α ( α = x , y , z ) \ (a_ {lis} ^ {\ dag} \) ( a _lis ) é o operador de criação (aniquilação) de um elétron em s orbital em íons na célula unitária i e subcamada l , mas \ (\ phantom {\ dot {i} \!} a _ {{lip} _ {\ alpha}} ^ {\ dag} \) (\ (\ phantom {\ dot {i} \!} a _ {{ lip} _ {\ alpha}} \)) para um elétron em p _α orbital. Da mesma forma, b ^† ( b ) é o operador de criação (aniquilação) de um elétron no orbital relevante em íons Se.
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} H_ {ll} =H_ {ll} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} + H_ {ll} ^ {\ text {In} - \ text {In}} + H_ {ll} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}} + H_ {ll} ^ {(\ text {In} - \ text { Se}) _ {2}}, \ end {array} $$ (3)
em que [34]
$$ {{} {\ begin {align} H_ {ll} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} =\ sum \ limits _ {<\ text {In} _ {li }, \ text {Se} _ {lj}>} \ {T_ {ss} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} b_ {ljs} ^ {\ dag} a_ { lis} + T_ {sp} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li } \ text {Se} _ {lj}} \\ b_ {ljp _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {ps} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {lj}} b_ {ljs} ^ {\ dag} a_ { lip _ {\ alpha}} + \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} - \\ (T _ {\ pi} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} + T _ {\ sigma} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}}) R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {lj}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In} _ { li} \ text {Se} _ {lj}}] b_ {ljp _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} + \ mathrm {Hc}, \ end {alinhado} }} $$ (4) $$ {\ begin {alinhados} H_ {ll} ^ {\ text {In} - \ text {In}} =\ sum \ limits _ {<\ text {In} _ {li}, \ text {In} _ {lj}>} \ {T_ {ss} ^ {\ text {In} - \ text {In}} a_ {ljs} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {sp} ^ {\ text {In} - \ text {In}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {lj}} a_ {ljp_ {\uma lpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + \\ \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ {\ text {In} - \ text {In}} - (T _ {\ pi} ^ {\ text {In} - \ text {In}} + T _ {\ sigma} ^ {\ text {In} - \ text {In}}) R_ { \ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {lj}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {lj}} ] a_ {ljp _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} \\ + \ mathrm {Hc}, \ end {alinhado}} $$ (5) $$ {\ começar {alinhado} H_ {ll} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}} =\ sum \ limits _ {<\ text {Se} _ {li}, \ text {Se} _ {lj}>} \ {T_ {ss} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}} b_ {ljs} ^ {\ dag} b_ {lis} + T_ {sp} ^ {\ text {Se} - \ text {Se }} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {Se} _ {li} \ text {Se} _ {lj}} b_ {ljp _ {\ alpha}} ^ {\ dag} b_ {lis} + \\ \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}} - (T_ {\ pi} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}} + T _ {\ sigma} ^ {\ text {Se} - \ text {Se}}) R _ {\ alpha} ^ {\ text {Se } _ {li} \ text {Se} _ {lj}} R _ {\ beta} ^ {\ text {Se} _ {li} \ text {Se} _ {lj}}] b_ {ljp _ {\ beta}} ^ {\ dag} b_ {lip _ {\ alpha}} \} \} \\ + \ mathrm {Hc}, \ end {alinhado}} $$ (6)
e
$$ {\ begin {alinhados} H_ {ll} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {2}} =\ sum \ limits _ {<\ text {In} _ {li}, \ texto {Se} _ {lj '}>} \ {T_ {ss} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {2}} b_ {lj's} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {sp} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {2}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ texto {Se} _ {lj '}} \\ b_ {lj'p _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {ps} ^ {(\ text {In} - \ text {Se} ) _ {2}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {lj '}} b_ {lj's} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} + \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ {(\ text {In} - \ text {Se} ) _ {2}} - \\ (T _ {\ pi} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {2}} + T _ {\ sigma} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {2}}) R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {lj '}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In } _ {li} \ text {Se} _ {lj '}}] b_ {lj'p _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} + \ mathrm {Hc} \ end {alinhado}} $$ (7)
incluem os termos de salto entre os pares In-Se, In-In, Se-Se do vizinho mais próximo e os pares In-Se mais próximos dentro da mesma subcamada l , respectivamente. \ (T_ {ss / sp / ps} ^ {\ mathrm {X}} \) é a integral de salto para o ss / sp / ps orbitais entre o par correspondente X, enquanto \ (T _ {\ pi (\ sigma)} ^ {\ mathrm {X}} \) é aquele para o paralelo p e p orbitais perpendiculares (ao longo) ao vetor de salto \ (R _ {\ alpha} ^ {\ mathrm {X}} \) [57]. Por exemplo
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} R _ {\ alpha} ^ {(\ text {In} - \ text {Se}) _ {1}} =\ frac {\ mathrm {\ mathbf {R}} _ {\ text {Se} _ {lj}} - \ mathrm {\ mathbf {R}} _ {\ text {In} _ {li}}} {| \ mathrm {\ mathbf {R}} _ {\ text {Se} _ {lj}} - \ mathrm {\ mathbf {R}} _ {\ text {In} _ {li}} |} \ cdot \ hat {\ alpha}, \ end {array} $$ (8)
onde \ (\ phantom {\ dot {i} \!} \ mathrm {\ mathbf {R}} _ {{\ text {In} _ {li}} / {\ text {Se} _ {lj}}} \ ) é o vetor de posição para In _li / Se _lj , \ (\ hat {\ mathbf {\ alpha}} \) é um vetor unitário ao longo de α .
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} H_ {ll '} =H_ {ll'} ^ {(\ text {In} - \ text {In}) _ {1}} + H_ { ll '} ^ {\ text {In} - \ text {Se}} + H_ {ll'} ^ {(\ text {In} - \ text {In}) _ {2}}, \ end {array} $ $ (9)
em que [34]
$$ {\ begin {alinhados} H_ {ll '} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}} =\ sum \ limits_ {i} \ {T_ {ss} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}} a_ {l'is} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {sp} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'i}} a_ {l'ip _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + \\ \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ { ({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}} - (T _ {\ pi} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}} + T _ {\ sigma} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {1}}) R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'i}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'i}}] \\ a_ {l'ip _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} + \ mathrm {Hc}, \ end {alinhados}} $$ (10) $$ {\ begin {alinhados} H_ {ll '} ^ {\ text { In} - \ text {Se}} =\ sum \ limits _ {<\ text {In} _ {li}, \ text {Se} _ {l'j}>} \ {T_ {ss} ^ {\ text { In} - \ text {Se}} b_ {l'js} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {sp} ^ {\ text {In} - \ text {Se}} \ sum \ limits _ {\ alpha } R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {l'j}} \\ b_ {l'jp _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {ps} ^ {\ text {In} - \ text {Se}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ { l'j}} b_ {l'js} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} + \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ {\ text {In} - \ text {Se}} - \\ (T _ {\ pi} ^ {\ text {In} - \ text {Se}} + T _ {\ sigma} ^ {\ text {In} - \ text {Se}}) R _ {\ alpha} ^ { \ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {l'j}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {Se} _ {l'j}}] b_ {l'jp _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} + \ mathrm {Hc}, \ end {alinhado}} $$ (11)
e
$$ {\ begin {align} H_ {ll '} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}} =\ sum \ limits_ {i} \ {T_ {ss} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}} a_ {l'js} ^ {\ dag} a_ {lis} + T_ {sp} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}} \ sum \ limits _ {\ alpha} R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'j}} a_ {l'jp _ {\ alpha}} ^ {\ dag} a_ {lis} + \\ \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta} \ {[\ delta _ {\ alpha \ beta} T _ {\ pi} ^ { ({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}} - (T _ {\ pi} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}} + T _ {\ sigma} ^ {({\ text {In} - \ text {In}}) _ {2}}) R _ {\ alpha} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'j}} R _ {\ beta} ^ {\ text {In} _ {li} \ text {In} _ {l'j}}] \\ a_ {l'jp _ {\ beta}} ^ {\ dag} a_ {lip _ {\ alpha}} \} \} + \ mathrm {Hc} \ end {alinhado}} $$ (12)
incluem os termos de salto entre os pares In-In, In-Se do vizinho mais próximo e os pares In-In do vizinho mais próximo entre as subcamadas l e l ^′ , respectivamente. Se um campo elétrico perpendicular ao longo de z -eixo é aplicado à monocamada InSe, seus efeitos podem ser introduzidos por uma modificação das energias orbitais no local dos íons In e Se, ou seja,
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} \ varepsilon '=\ varepsilon + eE_ {z} z, \ end {array} $$ (13)
onde e é a carga do elétron e E _z é a força do campo elétrico perpendicular. O campo elétrico perpendicular pode ser obtido adicionando portas superior e inferior à monocamada InSe. Além disso, duas camadas isolantes são inseridas entre a monocamada InSe e os portões para eliminar a corrente elétrica ao longo de z -eixo. Como resultado, a intensidade do campo elétrico pode ser ajustada variando a tensão de disparo.

Ao transformar o hamiltoniano de ligação forte na Eq. (1) no k espaço e, em seguida, diagonalizando-o, faixas de energia E ( k ) de monocamada InSe sem ou com um campo elétrico perpendicular pode ser obtido convenientemente, onde k é o vetor de onda. Ao mesmo tempo, o coeficiente do vetor próprio C _{n k} ( o ) na banda n , orbital o e vetor de onda k também pode ser alcançado.

Resultados numéricos e discussões

Os parâmetros de rede da monocamada InSe na Fig. 1a e b são considerados a =3,953 Å, d =2.741 Å, e D =5,298 Å, que são obtidos pela aproximação da densidade local [30]. As energias no local e de salto na Eq. Hamiltoniana de ligação forte. (1) são apresentados na Tabela 1, que são ajustados pelos dados da teoria funcional da densidade com correção de tesoura [34]. Embora apenas os resultados numéricos da monocamada InSe sejam dados aqui, resultados qualitativamente semelhantes também foram encontrados na bicamada InSe e no InSe em massa. Para maior concisão, eles não são apresentados nesta carta.

A Figura 1c mostra a banda de energia da monocamada InSe. As bandas de condução ao redor do ponto Γ exibem uma dispersão de energia parecida com a de uma parábola, que é semelhante à de outros semicondutores normais. No entanto, a estrutura da banda ao longo de Γ − K é ligeiramente assimétrica com aquela ao longo de Γ − M. E as duas bandas de condução mais baixas cruzando-se ao longo dessas duas direções, conforme indicado pelos ciclos vermelhos. Em contraste com as bandas de condução, a banda de valência mais alta é plana, mas ligeiramente invertida em torno do ponto Γ, formando uma interessante estrutura semelhante a um chapéu mexicano. Portanto, a monocamada InSe é um semicondutor de gap indireto, que é bastante diferente daquele de InSe bulk, uma vez que é um semicondutor de gap direto. A lacuna de energia da monocamada InSe pode ser obtida por \ (E _ {\ mathrm {g}} ^ {\ text {id}} =E _ {\ mathrm {C}} - E _ {\ mathrm {A}} =2,715 \) eV, que é muito ampliado em comparação com o volume InSe \ (E _ {\ mathrm {g}} ^ {\ mathrm {d}} =1,27 \) eV [34]. No entanto, as outras bandas de valência mostram uma dispersão de energia semelhante à da parábola normal.

A fim de compreender a banda de energia da monocamada InSe mostrada na Fig. 1c, a decomposição orbital | C _{n k} ( o ) | ² para a banda de energia é dada na Fig. 2. Como as duas subcamadas da monocamada InSe é simétrico ao longo de z -eixo, os íons em diferentes subcamadas têm as mesmas contribuições orbitais para a banda de energia. Aqui, os íons In e Se na subcamada 2, como mostrado na Fig. 1b, são tomados como exemplos. Os painéis superiores indicam as contribuições orbitais dos íons, enquanto os painéis inferiores representam as contribuições dos íons. A espessura das linhas é proporcional à contribuição orbital normalizada. Pode-se ver que a banda de condução mais baixa em torno do ponto Γ é contribuída em primeiro lugar por p _z orbital de Seion e então s orbital do íon. A segunda banda de condução em torno do ponto K origina-se predominantemente de p _x orbital de íon e então p _z orbital do íon Se. No entanto, a banda de valência mais alta é principalmente a contribuição de p _z orbital do íon Se. As outras bandas de valência resultam de p _x e p _y orbitais de íon de Se. Esses resultados são consistentes com os resultados obtidos pelos cálculos DFT [34].

(Color online) Decomposições orbitais para a banda de energia da monocamada InSe. Linhas mais grossas indicam uma contribuição mais dominante. Somente íons In e Se na subcamada 2 são selecionados como exemplos, uma vez que as duas subcamadas da monocamada InSe com simetria de espelho ao longo de z -eixo ( a - h )

Banda de energia da monocamada InSe com um campo elétrico perpendicular ao longo de z -eixo é mostrado na Fig. 3a. A intensidade do campo elétrico é considerada como E _z =2,0 V / nm. Comparando com a banda de energia na Fig. 1c, cada banda de condução e valência é elevada para a região de energia mais alta como um todo. No entanto, o deslocamento de energia de cada banda é diferente, uma vez que sua decomposição orbital do p _z orbital de In e Se ions é diferente. A posição do valor máximo da banda de valência mais alta é alterada para o ponto Γ enquanto a do valor mínimo da banda de condução permanece inalterada. Portanto, a monocamada InSe é transformada em um semicondutor de gap direto. E a lacuna de energia diminui para \ (E _ {\ mathrm {g}} ^ {\ mathrm {d}} =2,61 \) eV. Além disso, os cruzamentos ao longo de ambas as direções Γ − K e Γ − M são abertos para que lacunas de energia sejam geradas, conforme mostrado pelos ciclos vermelhos, uma vez que a simetria ao longo de z - o eixo é interrompido pelo campo elétrico perpendicular. Quando a intensidade do campo elétrico é aumentada para E _z =6,0 V / nm, o gap de energia no ponto Γ é diminuído, mas aqueles nos cruzamentos aumentam ainda mais, como mostrado na Fig. 3b. Curiosamente, a posição do valor mínimo da banda de condução é alterada do ponto Γ para aquela em torno do ponto K, enquanto a do valor máximo da banda de valência mais alta permanece no ponto Γ. Este fenômeno significa que a monocamada InSe é transitada para o semicondutor de band gap indireto novamente e o gap de energia indireta de toda a banda \ (E _ {\ mathrm {g}} ^ {\ text {id}} =1,30 \) eV. Da mesma forma, o gap da monocamada InSe pode ser controlado pela deformação biaxial. O intervalo de banda varia de 1.466 a 1.040 eV quando a deformação é variada de 1 a 4%. Além disso, a transição indireta-direta do gap também é observada quando a monocamada InSe está sob deformação uniaxial [49]. Para a bicamada InSe com campo elétrico perpendicular, seu gap diminui à medida que a intensidade do campo elétrico aumenta e será fechado quando a intensidade do campo elétrico aumenta para 2,9 V / nm [51].

(Cor online) Bandas de energia da monocamada modulada por campo elétrico perpendicular InSe em diferentes intensidades E _z =2,0 V / nm ( a ) e 6,0 V / nm ( b ), respectivamente. Círculos vermelhos em a e b significa as lacunas de energia abertas em torno dos pontos de cruzamento mostrados na Fig. 1c. c Energias nos pontos A (a linha sólida preta), B (a linha tracejada magenta), C (a linha pontilhada azul) e D (a linha tracejada-pontilhada verde) mostrado na Fig. 1c como uma função da intensidade do campo elétrico . d Gama global em função da intensidade do campo elétrico. A linha amarela significa o gap direto, enquanto as linhas vermelha e azul indicam o gap indireto

Com o objetivo de compreender o processo de mudança da estrutura eletrônica da monocamada InSe na presença de um campo elétrico perpendicular mais claramente, as energias nos vetores de onda correspondentes aos pontos A, B, C e D nas bordas da banda mostradas na Fig. 1c em função da intensidade do campo elétrico estão representados na Fig. 3c. As energias em relação a todos esses pontos se movem para cima com o aumento da intensidade do campo elétrico, confirmando a evolução das bandas de energia na Fig. 3a e b. Quando a intensidade do campo elétrico E _z <1,6 V / nm, a energia no ponto A na banda de valência é maior do que a do ponto B, enquanto a parte inferior da banda de condução se localiza no ponto C. Portanto, a monocamada modulada por campo elétrico InSe dentro desta faixa de força é uma lacuna de banda indireta semicondutor, conforme mostrado pela área vermelha. No entanto, as energias em relação aos pontos A e B se cruzarão em TP1 e, em seguida, a energia no ponto B será maior do que a do ponto A conforme a intensidade do campo elétrico aumenta ainda mais. Simultaneamente, a parte inferior da banda de condução permanece inalterada até que a intensidade do campo elétrico seja aumentada para 4,0 V / nm. Como resultado, a monocamada modulada por campo elétrico InSe dentro desta faixa de força é um semicondutor de gap direto, conforme mostrado pela área amarela. Semelhante ao cruzamento de energia entre os pontos A e B da banda de valência, o ponto de trânsito também é observado nas energias dos pontos C e D das bandas de condução, conforme indicado por TP2. A energia no ponto D é menor do que a do ponto C, enquanto o topo da banda de valência ainda permanece no ponto B se apenas a intensidade do campo elétrico for menor que 9,23 V / nm. Consequentemente, a monocamada modulada por campo elétrico InSe é transformada em um semicondutor de gap indireto novamente, conforme mostrado pela área azul. Curiosamente, as energias no ponto B na banda de valência mais alta e no ponto D na banda de condução mais baixa cruzarão no TP3 também, o que significa que a lacuna da banda de energia está fechada. Além disso, a energia no ponto B será maior do que a do ponto D quando a intensidade do campo elétrico for maior do que 9,23 V / nm. Portanto, a banda de condução mais baixa e a banda de valência mais alta se sobrepõem, de modo que a monocamada modulada por campo elétrico InSe torna-se um metal neste caso, conforme mostrado pela área ciano. O gap global correspondente a áreas coloridas diferentes na Fig. 3c é representado graficamente na Fig. 3d. O gap correspondente à área vermelha é quase independente da variação da intensidade do campo elétrico, conforme mostrado pela linha vermelha. No entanto, o gap da área amarela diminui linearmente com o aumento da intensidade do campo elétrico. Comportamento de gap semelhante também é encontrado na área azul, mas com uma inclinação maior. O intervalo de banda diminui para zero enquanto a intensidade do campo elétrico for maior do que no ponto TP3, conforme mostrado pela linha ciano. Os comportamentos de gap modulado por campo elétrico indicam que os semicondutores III-VI em camadas têm aplicações potenciais no projeto de novos detectores e absorvedores ópticos. Além disso, a frequência de resposta espectral desses dispositivos varia continuamente desde a luz violeta ( ν ≈6,57 × 10 ¹⁴ Hz como E _z =1,6 V / nm) para a luz infravermelha ( ν <3,97 × 10 ¹⁴ Hz como E _z> 5,18 V / nm).

Como é bem conhecido, as características eletrônicas dos materiais são determinadas principalmente pelas bordas da banda de energia. De acordo com a decomposição orbital para a banda de energia na Fig. 2, ambas as bordas da banda de condução e valência da monocamada InSe têm contribuição predominante de p _z orbital do íon Se. Portanto, apenas p _z decomposições orbitais de íons de Se na subcamada 2 para as bandas de energia mostradas na Fig. 3a e b são exibidas na Fig. 4a e b, respectivamente. Comparando com a Fig. 2h, p _z a contribuição orbital para as bandas de condução é ligeiramente alterada. Portanto, o formato dessas estruturas em banda sofre pouca afetação. No entanto, o p _z A contribuição orbital para as bandas de valência é fortemente modificada, resultando na alteração da forma dessas estruturas de banda. Além disso, de acordo com o p _z decomposição orbital para a banda de energia da monocamada InSe com um campo elétrico perpendicular, a posição relativa de cada banda de condução permanece inalterada, embora lacunas sejam abertas nos cruzamentos de banda, conforme indicado pelos ciclos vermelhos. Pelo contrário, a posição relativa de cada banda de valência é alterada. As energias das bandas de valência inferiores em torno de Γ ponto aumenta e ultrapassa aqueles da banda de valência mais alta, finalmente, levando à transição de gap de banda direto indireto.

(Cor online) a e b mostrar p _z decomposição orbital do íon Se na subcamada 2 para as bandas de energia da monocamada InSe com um campo elétrico perpendicular mostrado nas Fig. 3a eb, respectivamente. Linhas mais grossas representam uma contribuição mais importante

Conclusões

Estruturas eletrônicas da monocamada InSe sob a modulação de um campo elétrico perpendicular são investigadas. A transição de gap de banda indireta-direta-indireta é encontrada para a monocamada InSe por meio do ajuste da intensidade do campo elétrico. Simultaneamente, o gap global desse sistema é reduzido monotonamente a zero com o aumento da intensidade do campo elétrico, o que significa que a transição semicondutor-metal é alcançada. A evolução da banda de energia da monocamada InSe na presença do campo elétrico perpendicular é esclarecida através da análise da mudança de energia da borda da banda e decomposição orbital por banda de energia. Esses resultados podem ser úteis para uma melhor compreensão das estruturas eletrônicas da monocamada InSe, bem como do design de dispositivos fotoelétricos baseados em monocamada InSe que respondem desde a luz violeta até o infravermelho distante.

Disponibilidade de dados e materiais

Os conjuntos de dados que suportam as conclusões deste artigo estão incluídos no artigo.

Abreviações

2D:: Bidimensional
DFT:: Teoria da densidade funcional
TMDs:: Dichalcogenetos de metais de transição

Reação fotocatalítica de aprimoramento do campo magnético em reator de microchip optofluídico Preparação e estudo farmacocinético de lipossomas de longa circulação de Daidzein

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias