Efeito fotogalvânico em monocamada dopada com nitrogênio MoS2 dos primeiros princípios

Resumo

Nós investigamos o efeito fotogalvânico em dissulfeto de molibdênio dopado com nitrogênio (MoS ₂ ) sob a irradiação perpendicular, usando cálculos de primeiros princípios combinados com formalismo de função de Green fora de equilíbrio. Fornecemos uma análise detalhada do comportamento da fotorresposta com base na estrutura de bandas e, em particular, na densidade conjunta dos estados. Assim, identificamos diferentes mecanismos que levam à existência de pontos zero, onde a fotocorrente desaparece. Em particular, enquanto o ponto zero no efeito fotovoltaico linear é devido à transição proibida, seu aparecimento no efeito fotovoltaico circular resulta da divisão de intensidade idêntica da banda de valência e da banda de condução na presença de acoplamento spin-órbita de Rashba e Dresslhaus . Além disso, nossos resultados revelam um forte efeito fotogalvânico circular da monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ , que é duas ordens de magnitude maior do que a induzida pela luz polarizada linearmente.

Introdução

A busca por novos materiais e a exploração de suas propriedades exóticas constituem um tema importante na física moderna. No momento, existem interesses significativos em dissulfeto de molibdênio em monocamada (MoS ₂ ), que, semelhante ao grafeno, pode ser esfoliado mecanicamente [1, 2]. Em contraste com o MoS em massa ₂ que pertence a um semicondutor de intervalo de banda indireto, a monocamada MoS ₂ é um semicondutor de gap direto [3] com um grande gap de banda. A monocamada MoS ₂ possui excelentes propriedades ópticas e elétricas [4], como forte fotoabsorção [5–8] e alta mobilidade de portadores, que prometem aplicações importantes em transistores [9] e fotodetectores ultrassensíveis [10]. Além disso, estudos ab initio recentes demonstraram a possibilidade de adaptar as propriedades eletrônicas e magnéticas [11-19] da monocamada MoS ₂ por dopagem, abrindo caminho para dispositivos spintrônicos com grande capacidade latente [20].

O efeito fotogalvânico (PGE), onde a corrente eletrônica é induzida quando o material é iluminado pela luz, pode ocorrer em um semicondutor com simetria de inversão de espaço quebrado. A PGE pode ser induzida pelas luzes polarizadas circularmente ou linearmente, que são cunhadas como, respectivamente, o efeito fotogalvânico circular (CPGE) e o efeito fotovoltaico linear (LPGE). Recentemente, o PGE foi observado em vários novos materiais [21-26]. Por exemplo, GaAs / AlGaAs (um tipo de gás de elétron bidimensional) exibe tanto o LPGE quanto o CPGE [27]. O CPGE também foi encontrado em isoladores topológicos [28-30], como poços quânticos de HgTe e Sb ₂ Te ₃ . Notavelmente, o CPGE foi relatado em alguns semimetais de Weyl [31–33]. Além disso, a fotorresposta em junções de grafeno PN e em monocamada de fósforo preto dopado com S [34-36] foi analisada pela equipe de Guo. Curiosamente, tanto o LPGE quanto o CPGE podem exibir pontos zero, onde a fotocorrente desaparece. No entanto, permanece uma questão em aberto quanto ao mecanismo que conduz a esses pontos zero.

Dopagem em monocamada MoS ₂ foi analisado por experimento [37-40] e teoria [11, 41, 42], especialmente para monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ [38, 43]. Neste trabalho, realizamos um estudo de primeiros princípios do PGE em monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ . Encontramos que o material exibe CPGE e LPGE, que são espacialmente anisotrópicos e exibem pontos zero. Com uma análise combinada de densidade conjunta de estados (JDOS) e a estrutura de banda, fornecemos uma investigação detalhada sobre o comportamento da fotocorrente. Em particular, descobrimos que os pontos zero no LPGE e CPGE surgem de diferentes mecanismos:o primeiro é causado pela transição proibida no primeiro, enquanto o último é devido ao corte de spin total zero na presença de acoplamento spin-órbita de Rashba e Dresslhaus .

Modelo e métodos

Primeiro, a geometria ótima é realizada no Pacote CASTEP [44, 45]. Para a célula unitária da monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ , a aproximação de gradiente generalizado (GGA) e parametrização de Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) foram empregadas para os potenciais de troca e correlação. Para obter uma estrutura com alta precisão, o corte de energia das ondas planas foi considerado como 500 eV. No espaço recíproco, foram considerados 6 × 12 × 1 k-points. A energia total é convergida para 10 ⁻⁶ e V e as forças residuais em cada átomo são menores que 0,01 \ (eV / \ mathop A \ limites ^ \ circ \).

Em seguida, o pacote de transporte quântico Nanodcal [46, 47] foi usado para um cálculo autoconsistente de JDOS e da estrutura de banda, que é complementado com G G A _ P B E 96 para o funcional de correlação de troca. Aqui, uma base orbital atômica com polarização dupla zeta (DZP) foi usada para expandir todas as quantidades físicas. Finalmente, a fotocorrente do dispositivo foi calculada dentro do formalismo da função de Green e da teoria do funcional da densidade (NEGF-DFT).

A arquitetura do dispositivo de duas sondas é ilustrada na Fig. 1. Lá, os átomos de enxofre são dopados com átomos de nitrogênio, sua razão sendo 16:1, resultando em simetria reversa de espaço quebrado. A Figura 1a mostra um dispositivo exibindo uma simetria de espelho, que contém 39 átomos na região de espalhamento. Sua vista lateral [ver Fig. 1b], uma configuração relaxada obtida após a otimização da estrutura, ilustra a estrutura em sanduíche da monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ .

a Estrutura de dispositivo de duas sondas para calcular a fotocorrente do MoS dopado com nitrogênio ₂ . b A vista lateral da configuração relaxada de a . Os átomos S, Mo e N são representados respectivamente por amarelo, azul claro e azul escuro. Sem tensões de polarização, a região de espalhamento é irradiada pela luz polarizada perpendicularmente. Para a luz polarizada linearmente, o ângulo de polarização θ é medido em relação à direção de transporte

Átomos na região de dispersão da monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ foram irradiados perpendicularmente pela luz, cujo vetor de polarização pode ser genericamente descrito por
$$ \ begin {array} {l} \ bf {e} =\ left [{\ cos \ theta \ cos \ phi - i \ sin \ theta \ sin \ phi} \ right] \ mathbf {e} _ {1 } \\ \ begin {array} {* {20} {c}} {} &{} \ end {array} + \ left [{\ sin \ theta \ cos \ phi + i \ cos \ theta \ sin \ phi } \ right] \ mathbf {e} _ {2} \ end {array}. $$ (1)
Aqui, θ rotula o ângulo de polarização da luz linearmente polarizada, ϕ é o ângulo de fase que descreve a helicidade da luz elíptica polarizada, e e _α ( α =1,2) denotam vetores unitários. Observe que ϕ =± 45 ^∘ corresponde à luz polarizada circularmente direita / esquerda, enquanto ϕ =0 corresponde à luz polarizada linearmente. Uma vez que a simetria de reversão de espaço é quebrada na amostra considerada, PGE pode ser gerado. Denotando a corrente de uma derivação para a região central por 〈 I 〉 ^{( p h )} , calculamos 〈 I 〉 ^{( p h )} usando NEGF-DFT com o pacote de transporte quântico Nanodcal [46, 47]. A fotocorrente normalizada correspondente é dada por
$$ {R_ {I}} \ equiv \ frac {{{{\ left \ langle I \ right \ rangle} ^ {\ left ({ph} \ right)}}}} {{e {I _ {\ omega} }}}. $$ (2)
Aqui, eu _ω é o número de fótons por unidade de tempo por unidade de área, ou seja, o fluxo de fótons [ver Refs. [34-36, 48]]. Em Nanodcal , a fotocorrente \ (I_ {L} ^ {(ph)} \) do eletrodo esquerdo pode ser dada por [34]
$$ {{} \ begin {alinhados} I_ {L} ^ {(ph)} =\ frac {{ie}} {h} \ int {Tr \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [ {{G ^ {<\ left ({ph} \ right)}} + {f_ {L}} \ left (E \ right) \ left ({{G ^ {> \ left ({ph} \ right)} } - {G ^ {<\ left ({ph} \ right)}}} \ right)} \ right]} \ right \}} dE, \ end {alinhado}} $$ (3)
onde G ^{<( p h )} e G ^{> ( p h )} é a função de Green menor e a função de Green maior, respectivamente (com interações elétron-fóton). Γ _L denota o acoplamento da região de espalhamento com o eletrodo esquerdo. Para luz polarizada linearmente, a fotocorrente pode ser dada por
$$ {{} \ begin {alinhado} \ begin {array} {l} I_ {L} ^ {(ph)} =\ frac {{ie}} {h} {\ int} \ {{{\ cos} ^ {2}} \ theta \ mathrm {{\ textstyle Tr}} \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [{G_ {1} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ direita.} \ direita. \\ \ esquerda. \ esquerda. + {f_ {L}} \ esquerda ({G_ {1} ^ {> \ esquerda ({ph} \ direita)} - G_ {1} ^ { <\ left ({ph} \ right)}} \ right) \ right] \ right \} \\ + {{\ sin} ^ {2}} \ theta \ text {Tr} \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [{G_ {2} ^ {<\ left ({ph} \ right)} + {f_ {L}} \ left ({G_ {2} ^ {> \ left ({ph} \ direita)} - G_ {2} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ right)} \ right]} \ right \} \\ + \ sin \ left ({2 \ theta} \ right) {2} \ text {Tr} \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [{G_ {3} ^ {<\ left ({ph} \ right)} \, + \, {f_ {L }} \ left ({G_ {3} ^ {> \ left ({ph} \ right)} - G_ {3} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ right)} \ right]} \ right \} {\ left. {\ vphantom {{{\ cos} ^ {2}} \ theta \ mathrm {{\ textstyle Tr}}}} \ right \}} dE. \ end {array} \ end {alinhado}} $$ (4)
Para luz polarizada circularmente, pode ser escrito como
$$ \ begin {array} {l} I_ {L} ^ {(ph)} =\ frac {{ie}} {h} {\ int} \ {{{\ cos} ^ {2}} \ phi \ mathrm {{\ textstyle Tr}} \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [{G_ {1} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ right.} \ right. \ \ \ left. \ left. + {f_ {L}} \ left ({G_ {1} ^ {> \ left ({ph} \ right)} - G_ {1} ^ {<\ left ({ph} \ direita)}} \ direita) \ direita] \ direita \} \\ + {{\ sin} ^ {2}} \ phi \ text {Tr} \ esquerda \ {{{\ Gamma_ {L}} \ esquerda [{ G_ {2} ^ {<\ left ({ph} \ right)} + {f_ {L}} \ left ({G_ {2} ^ {> \ left ({ph} \ right)} - G_ {2} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ right)} \ right]} \ right \} \\ + \ frac {{\ sin \ left ({2 \ phi} \ right)}} {2 } \ text {Tr} \ left \ {{{\ Gamma_ {L}} \ left [{G_ {3} ^ {<\ left ({ph} \ right)} \, + \, {f_ {L}} \ left ({G_ {3} ^ {> \ left ({ph} \ right)} - G_ {3} ^ {<\ left ({ph} \ right)}} \ right)} \ right]} \ right \} {\ left. \ right \}} dE. \ end {array} $$ (5)
Ambos, \ (G_ {1} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} \) e \ (G_ {2} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} \) tem a mesma expressão que as seguintes
$$ G_ {1} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} =\ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta =x, y, z} {{C_ {0}} NG_ {0} ^ {r}} {e_ {1 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0} ^ {> / <} {e_ {1 \ beta}} {p _ {\ beta} } G_ {0} ^ {a}, $$ (6) $$ G_ {2} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} =\ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta =x, y, z} {{C_ {0}} NG_ {0} ^ {r}} {e_ {2 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0} ^ {> / <} {e_ {2 \ beta}} {p _ {\ beta}} G_ {0} ^ {a}, $$ (7)
onde \ (G_ {0} ^ {a} \) e \ (G_ {0} ^ {r} \) são as funções de Green avançadas e retardadas, respectivamente (sem fótons). p _{α / β} representa o componente cartesiano do momento do elétron. e _{1/2 β} denota a componente cartesiana do vetor unitário. N é o número de fótons. \ ({C_ {0}} ={I _ {\ omega}} {\ left ({e / {m_ {0}}} \ right) ^ {2}} \ hbar \ sqrt {{\ mu _ {r} } {\ varejpsilon _ {r}}} / 2N \ omega \ varejpsilon c \), onde c é a velocidade e ω é a frequência da luz. ε e ε _r são constante dielétrica e constante dielétrica relativa, respectivamente. μ _r denota a suscetibilidade magnética relativa. m ₀ representa a massa pura do elétron. Para luz polarizada linearmente,
$$ \ begin {array} {l} G_ {3} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} =\ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta =x, y, z} {{C_ {0}} N \ left ({G_ {0} ^ {r} {e_ {1 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0} ^ {> / <} {e_ {2 \ beta}} {p _ {\ beta}} G_ {0} ^ {a}} \ right.} \\ \ begin {array} {* {20} {c}} {} &{} &{} &{} &{} &{} &{} &{} \ end {array} + G_ {0} ^ {r} {e_ {2 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0 } ^ {> / <} {e_ {1 \ beta}} {p _ {\ beta}} G_ {0} ^ {a}). \ end {array} $$ (8)
Para luz circularmente polarizada,
$$ \ begin {array} {l} G_ {3} ^ {^ {> / <\ left ({ph} \ right)}} =\ pm i \ sum \ limits _ {\ alpha, \ beta =x, y , z} {{C_ {0}} N \ left ({G_ {0} ^ {r} {e_ {1 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0} ^ {> / <} {e_ {2 \ beta}} {p _ {\ beta}} G_ {0} ^ {a}} \ right.} \\ \ begin {array} {* {20} {c}} {} &{} &{} &{} &{} &{} &{} &{} \ end {array} - G_ {0} ^ {r} {e_ {2 \ alpha}} p _ {\ alpha} ^ {\ dag} G_ {0} ^ {> / <} {e_ {1 \ beta}} {p _ {\ beta}} G_ {0} ^ {a}). \ end {array} $$ (9)
Um ingrediente crucial em nossa análise subsequente de PGE é JDOS, que mede o número de transições ópticas permitidas entre os estados eletrônicos na banda de valência ocupada e na banda de condução não ocupada [49-53]. O JDOS correspondente à excitação por fótons com frequência ω É dado por
$$ {J_ {cv}} \ left ({\ hbar \ omega} \ right) =\ int \ limits _ {\ text {BZ}} {\ frac {{2d \ bf k}} {{{{\ left ( {2 \ pi} \ right)} ^ {3}}}}} \ delta \ left [{{E_ {c}} \ left (\ mathbf {k} \ right) - {E_ {v}} \ left ( \ mathbf {k} \ right) - \ hbar \ omega} \ right], $$ (10)
onde E _c ( k ) e E _v ( k ) denotam as energias dos estados eletrônicos no momento k nas bandas de condução e valência, respectivamente. Para um sistema bidimensional com bandas não degeneradas, JDOS é reescrito como
$$ {J_ {cv}} \ left ({\ hbar \ omega} \ right) =\ int \ limits _ {\ text {BZ}} {\ frac {{d \ bf k}} {{{{\ left ( {2 \ pi} \ right)} ^ {2}}}}} \ delta \ left [{{E_ {c}} \ left (\ mathbf {k} \ right) - {E_ {v}} \ left ( \ mathbf {k} \ right) - \ hbar \ omega} \ right]. $$ (11)

Resultados e discussão

A Figura 2 apresenta a estrutura de banda da monocamada MoS ₂ e monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ . Nas literaturas anteriores, monocamada MoS ₂ é um semicondutor de gap direto com um gap de 1,90 eV [3, 4]. A fim de comparar a estrutura de bandas antes [ver Fig. 2a] e depois da dopagem, selecionamos os mesmos caminhos na zona de brillouin. Para MoS monocamada dopada com nitrogênio ₂ , uma banda induzida por impureza cruzando o nível de Fermi é observada, que está perto do topo das bandas de valência [ver Fig. 2b]. Portanto, monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ é um semicondutor do tipo p. É importante ressaltar que, por causa da simetria de inversão de espaço quebrado, as bandas de energia da monocamada intocada MoS ₂ dividir ainda mais na presença de dopagem, mesmo sem tensão externa. Como se sabe, tal divisão de banda de energia permitirá o acoplamento spin-órbita sob irradiação por luz polarizada circularmente, proporcionando um mecanismo importante para o CPGE.

Estrutura da banda de a monocamada MoS ₂ e b monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂

Nós agora estudamos a fotorresposta de MoS monocamada dopada com nitrogênio ₂ sob irradiação perpendicular por luz, obtido via cálculos NEGF-DFT. A Figura 3 mostra a função de fotorresposta de LPGE e CPGE. Para LPGE, θ = π / 4 e ϕ =0 ^∘ . Para CPGE, θ =0 ^∘ e ϕ = π / 4. A energia do fóton varia de 0 a 2,3 eV (com intervalo de 0,1 eV). Na Fig. 3, a fotorresposta de CPGE na monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ é duas ordens de magnitude mais forte do que o LPGE. A fotorresposta de LPGE permanece incrivelmente pequena em todo o regime, o que é uma consequência direta da simetria da estrutura do dispositivo. Em contraste, CPGE surge após 0,7 eV, que fecha a lacuna de energia entre a banda de impureza para a banda de condução no ponto de alta simetria Y [ver Fig. 2b]. Isso significa que a transição do elétron é direta. Além disso, o CPGE torna-se significativo quando a energia do fóton está acima de 1,7 eV. Quando a energia do fóton aumenta ainda mais, a magnitude da fotorresposta varia de forma não linear, enquanto sua direção muda de positiva para negativa.

Variações de fotorresposta funcionam com as energias da luz polarizada linearmente e da luz polarizada circularmente, respectivamente. Para LPGE, θ = π / 4 e ϕ =0 ^∘ . Para CPGE, θ =0 ^∘ e ϕ = π / 4. As energias do fóton variam de 0 a 2,3 eV com um intervalo de 0,1 eV

Para obter intuições sobre os fenômenos acima, notamos que a fotocorrente está intimamente ligada ao coeficiente de fotoabsorção α definido por
$$ \ begin {array} {@ {} rcl @ {}} \ alpha &=&\ frac {{n \ omega}} {{\ pi} m_ {e} ^ {2} c_ {0} ^ {3 }} \ int _ {\ text {BZ}} d \ mathbf {k} \ left | \ mathbf {s} \ cdot \ mathbf {M} _ {cv} (\ mathbf {k}) \ right | ^ {2} \\ &&\ delta \ left [E_ {c} (\ mathbf {k '}) - E_ {v} (\ mathbf {k}) - \ hbar \ omega \ right]. \ end {array} $$ (12)
Aqui, n é o índice de refração, c ₀ denota a velocidade da luz no vácuo e m _e rotula a massa do elétron. Além disso, s doa o vetor unitário do potencial vetorial da onda eletromagnética. O elemento da matriz M _cv corresponde ao momento p e tem a forma 〈 c , k | p | v , k 〉, Com | v ( c ), k 〉 Sendo o estado eletrônico em quasimomentum k na banda de saia (condução). Observe que a ocorrência de fotocorrente requer α > 0. A equação (12) implica que a fotocorrente depende crucialmente de ambas as quantidades:o elemento de matriz M _cv e o JDOS.

A Figura 4 mostra o JDOS da amostra. JDOS quase desaparece para energias de fótons abaixo de 0,5 eV, indicando que os elétrons dificilmente podem ser excitados. No entanto, quando a energia do fóton excede 0,5 eV, surgem séries de picos em JDOS. Na Fig. 4, dois picos surgem nas energias dos fótons de 0,69 eV e 0,76eV (consulte as linhas pontilhadas verdes). Isso corresponde à energia mínima para excitar um elétron da banda de valência para a banda de impurezas no ponto de alta simetria Y e Γ [ver Fig. 2b], respectivamente. Além disso, picos também são observados quando as energias dos fótons assumem os valores de 0,94 eV, 1,03 eV e 1,925 eV. Eles correspondem a excitações ópticas de elétrons da banda de impureza para a banda de condução no ponto de alta simetria Y, Γ e S respectivamente. Além disso, os picos em 1,65 eV e 1,89 eV (linhas pontilhadas pretas) correspondem à transição eletrônica da banda de valência para a banda de condução no ponto de alta simetria Y e Γ respectivamente. Após 1,89 eV, JDOS aumenta acentuadamente como função exponencial, cuja tendência está de acordo com experimento de absortividade óptica [40]. Além disso, nossos resultados mostram que monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ tem uma forte absorção de luz na faixa de luz visível, o que também é consistente com os resultados experimentais.

Densidade conjunta de estados de monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ . As linhas pontilhadas identificam os pontos críticos de energias

O contraste da Fig. 4 com a Fig. 3 indica uma conexão íntima entre o JDOS e a fotorresposta. Lá, tanto o JDOS quanto a fotorresposta são quase zero em energias de fótons abaixo de 0,5 eV, tornam-se diferentes de zero - mas permanecem pequenos - no regime de 0,6 a 1,7 eV, então surgem significativamente e flutuam fortemente no regime de 1,7 a 2,3 eV. Em particular, quando a energia do fóton é de 1,7 eV, a fotorresposta de CPGE exibe picos pronunciados. Combinado com a Fig. 2b, sabemos que os elétrons podem ter duas transições usando a banda de impureza, uma vez que os elétrons que são excitados para a energia do fóton de 1,7 eV da banda de valência para a condução são limitados. No entanto, a fotorresposta possui a amplitude máxima porque os elétrons podem se transferir da banda de valência para a banda de impureza e, em seguida, transferir-se da banda de impureza para a banda de condução.

Para entender melhor o comportamento da fotocorrente, a seguir traçamos a fotorresposta de LPGE como uma função do ângulo polarizado θ [ver Fig. 5a]. Encontra-se que a amplitude da fotorresposta se comporta como ∼ sen (2 θ ) Isso é consistente com a teoria fenomenológica para LPGE de um material com C _s simetria sob incidência normal, onde \ ({R_ {x}} {\ propto} E_ {0} ^ {2} {\ chi _ {xxy}} \ sin \ left ({2 \ theta} \ right) \) [ 21, 26, 54–56] com E ₀ a intensidade do campo elétrico da luz e χ _xxy sendo um tensor. Curiosamente, enquanto a função de fotorresposta se comporta como sin (2 θ ) quando a energia do fóton é 2,0 eV, em vez disso, torna-se - sin (2 θ ) quando a energia do fóton é 2,1 eV. Portanto, existe necessariamente um ponto entre 2,0 eV e 2,1 eV onde a fotocorrente desaparece, ou seja, o ponto zero de LPGE. Para localizar o ponto zero, usamos um método baseado na dicotomia e plotamos a variação da fotorresposta em relação à energia da luz polarizada linearmente. Conforme mostrado na Fig. 5b para θ = π / 4 graus, o ponto zero ocorre para uma energia de fóton de 2,0012 eV. Conforme apontado anteriormente de acordo com a Eq. (12), a fotocorrente depende tanto do JDOS quanto do elemento da matriz de momento. Como o JDOS é sempre considerado finito em nossos cálculos, a ocorrência do ponto zero só pode ser atribuída à ausência de transição eletrônica, ou seja, a existência do ponto zero neste caso se deve à transição proibida.

Comportamento da função de fotorresposta para monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ irradiado pela luz linearmente polarizada perpendicularmente. Variação da função de fotorresposta com a os ângulos polarizados e b as energias da luz linearmente polarizada para θ = π / 4

Para efeito de comparação, a fotorresposta de CPGE em função do ângulo de fase ϕ está resumido na Fig. 6. Encontra-se R _x ∼ pecado (2 ϕ ), novamente de acordo com a previsão fenomenológica que dá \ ({R_ {x}} {\ propto} E_ {0} ^ {2} {\ gamma _ {xz}} \ sin \ left ({2 \ phi} \ direita) \) com γ _xz sendo um tensor. Semelhante ao LPGE, o CPGE também exibe o ponto zero, que ocorre a 2,2560 eV na Fig. 6b. Nesse caso, a matriz de transição é sempre finita e, portanto, esse ponto zero não pode ser explicado em termos da transição proibida como no caso de LPGE. Em vez disso, invocamos o fato de que o CPGE está profundamente conectado com Rashba SOC e Dresslhaus SOC, os quais influenciam, respectivamente, a divisão da banda de saia e da banda de condução com intensidades diferentes. No caso particular em que as divisões nas duas bandas são idênticas, os elétrons excitados na banda de condução terão momentos opostos em ± k _x . Como resultado, a corrente eletrônica líquida na banda de condução é zero, o que explica a existência de ponto zero para o CPGE.

Monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ é irradiado pela luz elíptica polarizada perpendicularmente. a , b As variações da fotorresposta funcionam com os ângulos de fase e as energias da luz polarizada circularmente para ϕ =45 ^o , respectivamente

Curiosamente, a fotorresposta de CPGE na monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ é duas ordens de magnitude mais forte do que o LPGE como mostrado nas Figs. 3, 5 e 6. Isso pode ser entendido da seguinte maneira. Para o LPGE, a fotocorrente é induzida pelo espalhamento assimétrico de portadores. Em contraste, CPGE surge porque os elétrons na banda de condução exibem ocupações desequilibradas sob Rashba SOC e Dresslhaus SOC quando o material é submetido à irradiação:antes da iluminação, devido à simetria inversa do espaço quebrado na monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ , as degenerescências na faixa de energia da amostra primitiva são levantadas com Dresslhaus SOC. Então, quando o material é submetido a irradiações pela luz polarizada circularmente, o momento angular dos fótons é transferido para o momento angular de spin dos elétrons com Rashba SOC. Como resultado geral, os elétrons que cumprem a regra de seleção óptica \ (\ Delta {m_ {s}} =0, \ begin {array} {* {20} {c}} \ end {array} \ pm 1 \) podem esteja animado com a banda de condução. Isso é diferente de LPGE, onde o momento angular de rotação do elétron permanece invariante sob luz polarizada linearmente, ou seja, Δ m _s =0 para LPGE. Assim, por causa de Rashba SOC e \ (\ Delta {m_ {s}} \ begin {array} {* {20} {c}} \ end {array} \ pm 1 \) para CPGE, a probabilidade de transição de elétrons aumentar drasticamente para CPGE, contribuindo para uma fotorresposta mais forte.

Finalmente, visto a partir de nossos cálculos, a energia do fóton é convertida em eletricidade em nosso sistema sem polarização externa, e a absorção de luz visível é forte para MoS monocamada dopada com nitrogênio ₂ , especialmente de 1,6 a 2,3 eV [ver Fig. 3], ou seja, de luz vermelha para luz verde. Portanto, é um material adequado para dispositivos fotovoltaicos 2D [57], rgb 1.00,0.00,0.00lasers [58] e emissores de fóton único [59]. Além disso, a fotorresposta muda regularmente com a polarização e os ângulos de fase para uma determinada energia de fóton como R ∼ sin (2 θ ) Portanto, é útil controlar a polarização e os ângulos de fase para dominar a fotocorrente. No entanto, LPGE é leve, o que leva nossos experimentalistas a usar luz polarizada circularmente para obter grande fotocorrente. Além disso, a análise de JDOS com estrutura de banda fornece uma explicação razoável para a fotocorrente, que fornece uma base teórica para os achados experimentais optoeletrônicos.

Conclusões

Em resumo, apresentamos um estudo de primeiros princípios de PGE em monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ sob a irradiação perpendicular com base em NEGF-DFT. Fornecemos uma explicação satisfatória sobre o comportamento da fotorresposta, que é obtida usando uma combinação de análise da estrutura de bandas e densidade conjunta de estados. Descobrimos que existem pontos zero na fotocorrente para LPGE e CPGE, mas os mecanismos subjacentes são diferentes. Para LPGE, o ponto zero ocorre na energia do fóton de 2,0012 eV, onde o elemento da matriz de transição associado à excitação eletrônica da banda de valência para a banda de condução desaparece, ou seja, a transição proibida. Para CPGE, por outro lado, a fotocorrente é zero na energia do fóton de 2,2560 eV, onde, embora transições relevantes sejam sempre permitidas, a presença de Rashba SOC e Dresslhaus SOC resulta em uma corrente líquida zero. Além disso, a fotorresposta de CPGE na monocamada dopada com nitrogênio MoS ₂ é duas ordens de magnitude mais forte do que o LPGE. Em geral, podemos alterar a energia do fóton, o tipo de luz polarizada e o ângulo de polarização para controlar a fotocorrente em dispositivos fotovoltaicos 2D de forma eficaz. O presente trabalho teórico pode lançar luz sobre as explorações em curso do efeito fotogalvânico de nanomateriais e pode abrir um novo caminho para aplicações optoeletrônicas e fotovoltaicas envolvendo monocamada MoS ₂ .

Disponibilidade de dados e materiais

Todos os dados gerados ou analisados durante este estudo estão incluídos no artigo.

Abreviações

CPGE:: Efeito fotogalvânico circular
LPGE:: Efeito fotovoltaico linear
JDOS:: Densidade conjunta de estados
GGA:: Aproximação de gradiente generalizado
PBE:: Perdew-Burke-Ernzerhof
DZP:: Dupla zeta polarizada
DFT:: Teoria da densidade funcional
NEGF:: Método de função de verdes sem equilíbrio

O estudo da terapia de ultrassom focalizada de alta intensidade aprimorada por microbolhas sonodinâmicas N2O Ferumoxytol atenua a função de MDSCs para melhorar a imunossupressão induzida por LPS na sepse

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

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