Monocamadas SnxPy:um novo tipo de materiais bidimensionais com alta estabilidade, mobilidade do portador e propriedades magnéticas
Resumo
A pesquisa de materiais bidimensionais (2D) do grupo V com ferromagnetismo, anisotropia elástica e mobilidade de portadores e estrutura de banda ajustável é uma chave para o desenvolvimento de nanodispositivos em constante desenvolvimento. As monocamadas 2D Sn x P y com x / y (1/1, 1/2, 1/3 e assim por diante) número de coordenação são estudados com base na técnica de otimização de enxame de partículas combinada com a otimização da teoria funcional da densidade. Sua estabilidade térmica pode ser confirmada pela dinâmica molecular em 70K e 300K, indicando que os novos materiais 2D têm uma existência estável. As estruturas de banda eletrônica de quatro estruturas estáveis sugerem que todas as monocamadas de Sn x P y são semicondutores de lacunas de banda sintonizáveis totalmente ajustáveis e flexíveis sob a tensão biaxial. A monocamada de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 com estrutura de banda de valência única pode ir de não magnética a ferromagnética pela dopagem do buraco por causa do "critério de Stoner" e Pmc2 1 -SnP 2 é um semicondutor de gap semelhante ao direto com anisotropia elástica no plano para possuir uma alta mobilidade de elétrons de até 800 cm 2 V −1 s −1 ao longo do k b direção, que é muito maior do que MoS 2 (∼ 200 cm 2 V −1 s −1 ) O pico de absorção óptica do material está na região do ultravioleta. Essas descobertas expandem as aplicações potenciais do campo emergente de 2D Sn x P y estruturas em nanoeletrônica.
Introdução
Compostos binários bidimensionais (2D) têm atraído muita atenção nos últimos anos devido às suas propriedades únicas e podem fornecer orientação confiável para suas aplicações potenciais em nanoeletrônica e dispositivos optoeletrônicos [1]. Por exemplo, o grafeno atraiu grande interesse desde a sua descoberta devido às propriedades e aplicações potenciais [2,3,4,5,6], enquanto o grafeno tem um pequeno gap indetectável em temperatura ambiente, tornando-o difícil de usar em nanodispositivos optoeletrônicos. Portanto, essas dificuldades levaram os pesquisadores a resolverem encontrar materiais 2D com um band gap ideal. Nos anos seguintes, nitreto de boro (BN) [7], MoS 2 ou outros dichalcogenetos de metais de transição [8,9,10,11,12,13] e trichalcogênicos de metais de transição [14, 15], entre outros estão surgindo. Nos últimos anos, o grafeno e outros materiais 2D do grupo IV (silicone, estaneno e germaneno [16]) tiveram um bom progresso na pesquisa científica. Exceto, materiais semicondutores 2D pertencentes ao grupo V, especialmente fosforeno [17,18,19] e arseneno [20], estão emergindo como uma nova geração de contendores no campo de dispositivos optoeletrônicos. O Fosfeno tem amplas possibilidades de aplicação em transistores de efeito de campo, dispositivos optoeletrônicos, spintrônica, sensores de gás e células solares e assim por diante, enquanto o estaneno, uma estrutura semelhante a um favo de mel 2D, é considerado um novo tipo de material com propriedades físicas superiores após o grafeno devido ao seu forte acoplamento elétron spin-orbital.
É urgente sintetizar dois tipos de elementos para obter novos materiais 2D multifuncionais. É relatado que a liga é frequentemente usada para melhorar as propriedades de materiais 2D para expandir sua aplicabilidade. Por exemplo, 2D MoS 2x Se 2 (1 - x ) e WS 2x Se 2 (1 - x ) nanofolhas [21, 22] testemunham propriedades estranhas como eletrônica sintonizável, propriedades ópticas e coeficiente de Poisson negativo no plano com x / y (1/1, 1/2, 1/3 e assim por diante) número de coordenação. Para outro exemplo, material de liga 2D Si x C y [23], B x C y [24], e B x Si y [25] mostram muitas características novas (estrutura ultramoderna, propriedades eletrônicas e mecânicas) pelo cálculo dos primeiros princípios que são diferentes daqueles do estado fundamental puro. Como as monocamadas de fosforeno e estaneno 2D têm propriedades novas, os elementos Sn e P foram compostos com várias estequiometrias.
Neste trabalho, construímos algumas estruturas pelo algoritmo de otimização por enxame de partículas (PSO). Em seguida, selecionamos as quatro estruturas mais estáveis de 2D Sn x P y monocamadas com diferentes números de coordenação e investigou as propriedades eletrônicas com base na otimização da teoria funcional da densidade (DFT). As estruturas de banda eletrônica calculadas sugerem que todas as monocamadas estáveis ou metaestáveis com diferentes números de coordenação são semicondutores com um gap indireto. Mais importante, o Pmc2 1 -SnP 2 monocamada é um semicondutor de gap tipo direto com um gap finito de 0,92 eV na região de luz infravermelha. Mas, além disso, o Pmc2 1 -SnP 2 estrutura é um semicondutor de gap semelhante ao direto que possui alta mobilidade de elétrons de ∼ 800 cm 2 V −1 s −1 , que é muito maior do que o MoS 2 (∼ 200 cm 2 V −1 s −1 ) A monocamada de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 estrutura com uma estrutura de banda de valência única pode ir de não magnética a ferromagnética pela dopagem do buraco devido ao "critério de Stoner". As estruturas de banda eletrônica calculadas sugerem que todas as monocamadas de Sn x P y são semicondutores com lacunas de banda ajustável de forma flexível sob a deformação biaxial, permitindo a engenharia de deformação de quatro lacunas de banda de estruturas dentro de quase toda a faixa de luz visível.
Métodos Computacionais
A fim de garantir uma busca minuciosa da diversidade estrutural, vários x e y selecionar de um a seis são levados em consideração com base no algoritmo de otimização de enxame de partículas (PSO) [26]. Os resultados da pesquisa entregues nas estruturas de monocamada são relativamente constantes apenas para y / x ≧ 1.
Para estudar a estrutura eletrônica de 2D Sn x P y monocamadas com número de coordenação diferente, nossos cálculos foram realizados usando o método da teoria funcional da densidade de onda plana (DFT) [27, 28] para realizar no Vienna Ab-initio Simulation Package (VASP) [29,30,31]. Através da Aproximação de Gradiente Generalizado (GGA) para descrever a energia de correlação de troca na forma de Per-dew-Burke-Ernzerhof (PBE) [32,33,34,35] e o potencial elétron-íon é descrito pela amplificação de projeção método de onda [33]. A energia de corte da onda plana foi escolhida como sendo 500 eV de energia para Sn x P y sistemas, respectivamente. Um ponto k suficientemente denso (9 × 9 × 1) do espaço recíproco foi amostrado na zona de Brillouin. O espaço de vácuo perpendicular ao plano entre as supercélulas vizinhas é maior que 25 Å, eliminando a interação entre as replicações. No cálculo de duas etapas consecutivas, é definido como 10 5 eV como o valor de convergência de energia. Durante a otimização geométrica, as forças atômicas de todas as estruturas são menores que 0,02 eV Å −1 usando o método do gradiente conjugado até que os átomos atinjam sua posição ideal. Além disso, usaremos a supercélula com 4 × 4 × 1 para cálculo de dinâmica molecular ab initio (AIMD) quando o algoritmo Nosé [36] em 300K.
A mobilidade da portadora é afetada principalmente pelo espalhamento de onda lateral acústica, espalhamento de onda lateral óptica e espalhamento de impureza ionizada. Como os dois últimos não são tão influentes quanto o primeiro, a mobilidade que calculamos inclui a mobilidade sob o espalhamento de onda lateral acústica. A mobilidade afeta principalmente dois desempenhos dos transistores:Um é que a concentração da portadora em conjunto determina a condutividade (o inverso da resistividade) do material semicondutor. Em segundo lugar, afeta a frequência de trabalho do dispositivo. A principal limitação das características de resposta em frequência dos transistores bipolares é o tempo para as portadoras minoritárias cruzarem a região da base. A mobilidade é um parâmetro importante para medir a condutividade de materiais semicondutores 2D. Ele determina a condutividade dos materiais semicondutores e afeta a velocidade de trabalho dos dispositivos. Assim, a mobilidade da portadora é controlada pela dispersão de fônons e pode ser descrita pela teoria do potencial de deformação (DP) proposta por Bardeen e Shockley [37]. Assim, a mobilidade do portador em materiais 2D pode ser expressa como [38, 39]
$$ {\ mu} _ {2D} =\ frac {2e {\ mathrm {\ hslash}} ^ 3 {C} ^ {2D}} {3 {k} _BT {\ left | {m} ^ {\ ast } \ right |} ^ 2 {E} _1 ^ 2} $$
onde e , ℏ e k B são a carga do elétron reduzida de Planck e constante de Boltzmann, respectivamente. E T é a temperatura definida para 300K. Onde m * é a massa efetiva, E 1 é o potencial de deformação constante, e C 2D é a rigidez no plano.
O efeito linear do sistema no campo de luz sob o vetor de onda pequena é determinado pela parte imaginária da constante dielétrica complexa e a função dielétrica que pode ser calculada por
$$ \ upvarepsilon \ left (\ omega \ right) ={\ varejpsilon} _1 \ left (\ omega \ right) + i {\ varejpsilon} _2 \ left (\ omega \ right) $$
onde o ε 1 ( ω ) e ε 2 ( ω ) são a parte real da função e a parte imaginária, ε 1 ( ω ) pode derivar da parte imaginária ε 2 ( ω ) a função dielétrica por Kramer – Kronig pode ser expressa [40]. A parte imaginária da função dielétrica pode ser expressa como
$$ {\ varejpsilon} _2 \ left (\ omega \ right) =\ frac {4 {\ pi} ^ 2} {m ^ 2 - {\ omega} ^ 2} \ sum \ limits_ {V, C} \ underset {BZ} {\ int} {d} ^ 3k \ frac {2} {2 \ pi} {\ left | e \ bullet {M} _ {cv} \ right |} ^ 2 \ times \ updelta \ left [{ E} _C \ right. (K) - {E} _V (k) - \ mathrm {\ hslash} \ left. \ Omega \ right] $$
Além disso, o coeficiente de absorção I ( ω ) foi obtido por
$$ I \ left (\ omega \ right) =\ sqrt {2} \ omega \ left [\ sqrt {\ varepsilon_1 ^ 2 \ left (\ omega \ right) - {\ varejpsilon} _2 ^ 2 \ left (\ omega \ right)} - {\ varepsilon} _1 \ left (\ omega \ right) \ right] 1/2 $$
onde o C é a banda de condução, o V são os estados da banda de valência, Ω é o volume da célula unitária, m é a massa dos elétrons livres, e é a carga dos elétrons livres, e ω é a frequência dos fótons incidentes.
Resultados e discussão
Estabilidade
Primeiro, quatro 2D Sn x P y monocamadas foram consideradas para determinar suas estabilidades energéticas. A energia de formação é um parâmetro de energia em um sistema termodinâmico que é um ponto chave para verificar a estabilidade do sistema. A estabilidade relativa de Sn x P y monocamadas podem ser confirmadas calculando a energia de formação e é calculada como
$$ {E} _ {\ mathrm {form}} =\ left ({E} _ {\ mathrm {total}} - {N} _ {\ mathrm {Sn}} {E} _ {\ mathrm {Sn} } - {N} _ {\ mathrm {P}} {E} _P \ right) / \ left ({N} _ {\ mathrm {Sn}} + {N} _ {\ mathrm {p}} \ right) $$
onde E é a energia de um composto ou elemento constituinte a uma pressão específica. N é o número de átomos na célula unitária. A energia de formação negativa do sistema calculado indica que a configuração é estável ou metaestável [41]. As energias de formação calculadas de Sn x P y as monocamadas são - 0,235, - 0,223, - 0,159 e - 0,016 eV / átomo (mostrado na Tabela 1), respectivamente. De acordo com sua definição, um valor menor indica maior estabilidade. Obviamente, P \ (\ overline {6} \) m2-SnP é a mais estável dessas quatro estruturas. Mais particularmente, a alta estabilidade térmica de materiais semicondutores é particularmente importante na aplicação de dispositivos eletrônicos. Aqui, a estabilidade térmica do Sn x P y monocamadas examinadas usando simulações de dinâmica molecular ab initio (AIMD). Com base nas simetrias dos grupos de espaço, calculamos apenas a estabilidade de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP para estruturas semelhantes P \ (\ overline {6} \) m2-SnP e Pmc2 1 -SnP 2 e Pmc2 1 -SnP 2 para Pmc2 1 -SnP 2 e P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 estruturas. Os resultados indicam que o valor médio da energia total da estrutura permanece quase inalterado, e a estrutura permanece inalterada após 1 ps, 3 ps e 5 ps, sugere que Sn x P y as monocamadas são termicamente estáveis (na Figura S1). Em seguida, calculamos as curvas de dispersão de fônons e não temos frequências vibracionais imaginárias, o que implica que as estruturas são dinamicamente estáveis (na Figura S1). Vários métodos têm sido relatados na literatura para sintetizar materiais em camadas, incluindo clivagem micromecânica [2], crescimento epitaxial [42], deposição de vapor químico [43] e esfoliação líquida [44]. Alguns materiais com estrutura semelhante foram preparados experimentalmente com sucesso. Encontramos alguns relatórios relacionados que poucas nanofolhas de camada GaSe foram transformadas em um fotodetector de alto desempenho no experimento [45]. Além disso, a preparação, o isolamento e a caracterização inequívoca rápida de camadas ultrafinas de tamanho grande de MoS 2 , GaS e GaSe depositados em SiO 2 / Si substratos são relatados [46].
Conforme plotado na Fig. 1a, b, as estruturas de P \ (\ overline {3} \) m1-SnP exibem uma estrutura semelhante à fase hexagonal P \ (\ overline {6} \) m2-SnP. O Pmc2 1 -Sn P 2 fase trigonal (Fig. 1c) exibe que o x / y a composição é ainda aumentada para 1/2. O material de uma estrutura semelhante a P \ (\ overline {4} \) 2 1 m-SnP 2 provou-se estável por cálculo teórico [47]. Além disso, um novo estudo encontra a estrutura de XY 2 (Fig. 1d) é um semicondutor bandgap indireto e pode ser suscetível a campo elétrico e estresse. Acreditamos que o material que prevemos terá uma preparação bem-sucedida no futuro com o desenvolvimento de tecnologia.
Vistas superior e lateral das estruturas atômicas de Sn x P y monocamadas: a P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, b P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, c Pmc2 1 -SnP 2 , e d P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 ; o nível de Fermi (linha tracejada horizontal) é deslocado para 0 eV. As esferas rosa pesadas representam átomos de Sn e as esferas rosa claro representam átomos P
Propriedades eletrônicas e magnéticas
As estruturas de banda computadas e densidade parcial dos estados de Sn x P y as monocamadas são plotadas na Fig. 2. Conforme mostrado na Fig. 2a, o P6̅m2-SnP é um semicondutor indireto com um gap de banda de 1,19 eV. A banda de valência máxima (VBM) na direção Γ → K é contribuída pelos orbitais hibridizados Sn-p e P-p, enquanto a banda de condução mínima (CBM) no ponto K deriva dos orbitais hibridizados Sn-s e P-p. P \ (\ overline {3} \) m1-SnP exibe estruturas de banda eletrônica semelhantes à contraparte P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, mas com um gap menor de 1,21 eV. A dispersão da banda de valência de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP e P \ (\ overline {3} \) m1-SnP perto do ponto Γ e nível de Fermi ( E F ) é bastante plano, dada a alta densidade de estados (DOS) e uma singularidade de van Hove em torno do VBM. O Pmc2 1 -SnP 2 exibe um caráter semicondutor de lacuna semelhante a direta ( E g (direto) - E g (indireto) =6 meV) com uma lacuna de banda de 0,72 eV (ver Fig. 2c). Seu VBM é atribuído principalmente aos orbitais P-p, enquanto seu CBM é principalmente contribuído por orbitais P-p e orbitais Sn-s. O P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m -SnP 2 é um semicondutor de lacuna indireta com um E g de 1,79 eV, e as bandas derivam de é semelhante à Fig. 2c. Mais importante ainda, P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 monocamada tem uma condição semelhante comparada com a Fig. 2a, b, um caráter de dispersão de banda plana em torno do VBM também surge, resultando em DOS muito alto e uma singularidade de van Hove.
Estruturas de banda eletrônica computadas e densidade parcial de estados do VBM e CBM de Sn x P y monocamadas: a P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, b P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, c Pmc2 1 -SnP 2 , e d P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2
De acordo com o critério de Stoner, o ferromagnetismo espontâneo ocorre se a energia cinética for menor do que a energia de divisão de troca, que é se o DOS em E F é alto o suficiente. A Figura 2d mostra o DOS muito alto em torno do VBM; o P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 pode satisfazer o critério de Stoner se for E F é deslocado para uma posição com alto DOS através de dopagem de orifícios. Conforme mostrado na Fig. 3a, a dopagem de orifícios pode introduzir momentos magnéticos em concentrações de dopagem apropriadas. Como esperado, o resultado do cálculo sugere que o P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 pode ser convertido em um estado fundamental ferromagnético além da densidade crítica do furo. Entre eles, a densidade do furo n h pode ser expresso como n h = m h / S célula , onde S célula e m h são a área da célula primitiva e o número de orifícios introduzidos na célula primitiva. A injeção do orifício na monocamada P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 na verdade, leva ao ferromagnetismo. O momento magnético exibe uma relação semelhante a um pico íngreme com a densidade do furo. Como um momento de rotação apreciável é induzido pela dopagem de orifícios no sistema, a estrutura da banda de energia em torno do nível de Fermi mudou muito devido à divisão de rotação. Particularmente, a estrutura de banda polarizada por spin (mostrada na Fig. 3b) de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 em 7,2 × 10 14 cm −2 mostra que a monocamada se torna um meio metal perfeito. Portanto, prevemos que o estado FM estável com meia metalicidade pode ser realizado no P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 monocamada.
Ferromagnetismo em P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 monocamada. ( a ) Momentos de rotação vs densidade do furo n h . b Estrutura de banda de valência calculada de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 em n h =7,2 × 10 14 cm −2 . As bandas de spin-up e spin-down são mostradas em azul e vermelho, respectivamente. O nível de Fermi é definido como 0 eV
Anisotropia elástica e mobilidade da portadora de monocamada
Os efeitos de deformação nas propriedades eletrônicas das monocamadas 2D Sn x P y estruturas também são interessantes. A Figura 4a apresenta a variação do gap de energia sob deformação biaxial ε . A lacuna de energia de Sn x P y as monocamadas são marcadamente moduladas de acordo com algumas regras. Por exemplo, a lacuna de energia de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP diminui de 1,19 para 0,52 eV com o aumento da deformação de tração até ε =8%, primeiro aumentando de 1,12 para 1,36 eV para ε 2%, diminuindo de 1,36 para 0,51 eV. Além disso, uma vez que o a e b do parâmetro de rede do Pmc2 1 -SnP 2 estrutura são diferentes, as mudanças das propriedades eletrônicas são diferentes ao longo do x -eixo e y -eixo [48], como mostrado na Fig. 4b. É óbvio que quando a tensão uniaxial é aplicada em diferentes direções, a mudança no x direção é diferente da mudança no y direção. Considerando a gama de lacunas de energia com a deformação ε , a faixa de lacuna de banda ajustável por deformação no plano cobre quase toda a região de luz visível com base no cálculo de primeiros princípios.
Propriedades eletrônicas de estruturas dependentes de deformação:(1) P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, (2) P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, (3) Pmc2 1 -SnP 2 , e (4) P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 . b Propriedades eletrônicas dependentes da cepa uniaxial de Pmc2 1 -SnP 2 . c Energia do Pmc2 1 -SnP 2 monocamada vs coloração uniaxial
Além disso, também investigamos o efeito do estresse uniaxial, conforme mostrado na Fig. 4c. A rigidez no plano C 2D ( C 2D =[∂ 2 E / ∂ δ 2 ] / S 0 , onde S 0 é a área de 2D Pmc2 1 -SnP 2 monocamada) podem ser obtidos ajustando a parábola. Curiosamente, a rigidez no plano C 2D mostrando anisotropia elástica extremamente óbvia ao longo de a e b as direções são calculadas em 12,1 e 105,6 N / m, respectivamente. Porque o Pmc2 1 -SnP 2 exibe um caráter semicondutor de lacuna semelhante ao direto, as massas efetivas ( m ∗ = ℏ 2 ( ∂ 2 E / ∂K 2 ) −1 ) de elétrons ( m e é | m * e |) e orifícios ( m h é | m * h |) associado ao semicondutor (quase) direto Pmc2 1 -SnP 2 monocamada também são calculadas. As massas efetivas são listadas (Tabela 2). O mais interessante é a massa efetiva dos elétrons no k b direção (0,15 me) é muito menor do que no k a direção (1,31 me), indicando a fácil deriva dos elétrons no k b direção. Há outro parâmetro importante é a constante DP E 1 ( E 1 =d E borda / d δ ) para elétrons ao longo de a e b as direções são calculadas em 5,36 e 11,57 eV, respectivamente. Surpreendentemente, a portadora calculada pode ser alcançada em aproximadamente 800 cm 2 V −1 s −1 no k b direção. Como comparação, a mobilidade da portadora do MoS 2 monocamada é ∼ 200 cm 2 V −1 s −1 em experimentos [8]. No entanto, a mobilidade da portadora é de aproximadamente ∼ 8 cm 2 V −1 s −1 no k a direção. Portanto, a alta mobilidade de portadores encontrada neste estudo é de grande significância para o estudo do transporte de elétrons.
Propriedade óptica
As propriedades fotoelétricas dos materiais fotoeletrônicos são caracterizadas pela função dielétrica, fotocondutividade e coeficiente de absorção. As partes imaginárias da função dielétrica são mostradas na Fig. 5a. Observe que Pmc2 1 -SnP 2 a monocamada mostra a absorção começando em ± 0,70 eV, e aparecem três picos de absorção principais em ± 0,9, ~ 3,2 e ± 4,0 eV. Conforme ilustrado na Fig. 5b, mostra a absorbância em todas as três direções na faixa visível e faixa ultravioleta para monocamada Pmc2 1 -SnP 2 . Então, Pmc2 1 -SnP 2 materiais de monocamada podem ser usados para fotodetectores cegos solares atomicamente finos para, por exemplo, detecção eficiente de chamas.
a Funções dielétricas computadas versus energia para Pmc2 1 -SnP 2 ao longo de diferentes direções de luz incidente. b Coeficiente de absorção imaginário calculado
Conclusões
Em conclusão, com base nos algoritmos PSO combinados com cálculos de primeiros princípios, identificamos vários 2D Sn x P y monocamadas com as razões de x / y =1:1 e 1:2. Surpreendentemente, essas novas monocamadas também possuem propriedades eletrônicas e magnéticas peculiares:a monocamada de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP 2 estrutura com estrutura de banda de valência única pode ir de não magnética a ferromagnética pelo dopagem do furo devido ao “critério de Stoner”; o Pmc2 1 -SnP 2 estrutura é um semicondutor de lacuna semelhante a direta com anisotropia elástica no plano que possui alta mobilidade de elétrons de até 800 cm 2 V −1 s −1 ao longo do k b direção, que é muito maior do que MoS 2 (∼ 200 cm 2 V −1 s −1 ) O pico de absorção óptica do material está na região do ultravioleta. Essas descobertas expandem as aplicações potenciais do campo emergente de 2D Sn x P y estruturas em nanoeletrônica. Estas propriedades desejáveis do multifuncional Sn x P y monocamadas fornecem grandes aplicações promissoras em eletrônica e optoeletrônica.
Disponibilidade de dados e materiais
Eles estão todos no texto principal e nas figuras.
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