Retificação do desempenho de heterojunção com base em nanorribras de α-borofeno com passivação de borda

Resumo

Nós propomos um modelo de heterojunção planar baseado em α nanofitas de borofeno e estudar suas propriedades de transporte eletrônico. Consideramos, respectivamente, três tipos de heterojunções. Cada tipo consiste em duas bordas em zigue-zague α nanofitas de borofeno (Z α BNR), um é metálico com bordas não passivadas ou passivadas por um átomo de hidrogênio (1H-Z α BNR) e o outro é semicondutor com a borda passivada por dois átomos de hidrogênio (2H-Z α BNR) ou um único átomo de nitrogênio (N-Z α BNR). Usando os cálculos de primeiros princípios combinados com a função de Green de não-equilíbrio, observamos que o desempenho de retificação depende fortemente dos detalhes estruturais atômicos de uma junção. Especificamente, a taxa de retificação da junção é quase inalterada quando sua fita metálica esquerda muda de ZBNR para 1H-Z α BNR. No entanto, sua proporção aumenta de 120 para 240 quando o semicondutor correto varia de 2H-Z α BNR para N-Z α BNR. Este efeito de retificação pode ser explicado microscopicamente pelo grau de correspondência das bandas eletrônicas entre duas partes de uma junção. Nossos resultados implicam que as heterojunções à base de borofeno podem ter aplicações potenciais em nanodispositivos de retificação.

Introdução

Nas últimas décadas, um grande número de materiais bidimensionais (2D), incluindo grafeno [1, 2], siliceno [3, 4], dichalcogenetos de metais de transição (TMD) [5, 6] e fosforeno [7, 8 ], foram amplamente estudados devido às suas propriedades únicas. Especialmente, esses materiais 2D demonstram alguns comportamentos de transporte eletrônico interessantes, como resistência ao magneto gigante (GMR) [9, 10], resistência diferencial negativa (NDR) [11, 12], filtragem de spin [13, 14] e retificação [15 , 16], tendo, assim, aplicações potenciais em dispositivos eletrônicos em nanoescala. Recentemente, alguns estudos também mostraram que os materiais 2D têm amplas perspectivas de aplicação em dispositivos termoelétricos em nanoescala [17-20]. Posteriormente, a pesquisa sobre heterojunções laterais baseadas em materiais 2D torna-se um tópico importante. E alguns estudos teóricos têm mostrado que as heterojunções laterais têm aplicações potenciais em transistores de efeito de campo e tecnologias de semicondutores de óxido de metal complementar [21, 22]. Além disso, as heterojunções laterais com espessura atômica já foram preparadas em experimentos [23, 24]. Essas conquistas inspiraram o esforço para explorar ainda mais as heterojunções laterais feitas de materiais 2D mais adequados.

Recentemente, monocamadas de borofeno também receberam amplo interesse [25-28] após o grafeno e o siliceno. Os estudos teóricos previram que as folhas de boro em monocamada podem existir de forma estável no substrato metálico, o que foi confirmado pelas observações subsequentes [29, 30]. Até agora, uma série de estruturas de boro 2D foram obtidas por crescimento epitaxial em substratos Ag (111), como β ₁₂ -, χ ₃ -, δ ₆ -borofeno e borofeno do favo de mel [31–34]. Estudos teóricos apontam que a estabilidade da folha de boro pode ser aumentada com a introdução de um orifício hexagonal [35]. Os cálculos DFT indicaram que o borofeno com uma "densidade de orifício hexagonal" ( η ) de 1/9, denominado α −borofeno [35, 36], é favorável em termos de energia. Além disso, a borda do ziguezague α -borofeno nanoribão (Z α BNR) exibe comportamento metálico ou semicondutor por meio de diferentes modificações de aresta [37]. Conseqüentemente, a propriedade de transporte eletrônico para nanoestruturas de borofeno ainda precisa ser mais explorada, embora um grande número de estudos tenham sido realizados sobre as estruturas eletrônicas, propriedades mecânicas e térmicas [25-28].

Neste trabalho, investigamos as propriedades de transporte de heterojunções feitas da aresta em ziguezague Z α BNRs. Construímos três tipos de junções laterais semicondutoras de metal no plano. Verificamos que todas as junções exibem comportamento de retificação no regime de baixa polarização devido à presença das interfaces na região de espalhamento e à assimetria nos lados esquerdo e direito. Além disso, o efeito retificador das junções torna-se pronunciado com o aumento do número de células primitivas na parte semicondutora da junção. As propriedades de transporte das junções dependiam fortemente das nanofitas semicondutoras da parte direita. Este fenômeno pode ser atribuído ao gap próximo ao nível de Fermi da parte semicondutora. A probabilidade dos elétrons através da junção serem menores quando o gap está aumentando, o que faz com que a corrente da junção diminua e a razão de retificação aumente. Em particular, a taxa de retificação da junção M10N pode chegar a cerca de 240, que é comparável à heterojunção previamente estudada com grafeno como eletrodo e indica que ela tem aplicações potenciais em dispositivos de retificação [38]. A organização deste trabalho é a seguinte. Na seção “Modelo e métodos computacionais”, descrevemos os detalhes computacionais. Na seção “Resultados e Discussão”, apresentamos as propriedades de transporte das junções propostas. Finalmente, resumimos nossos resultados na seção “Conclusões”.

Modelo e métodos computacionais

As células unitárias do Z considerado α BNRs sem ou com modificações de ponta-ápice externas são mostrados na parte superior da Fig. 1, onde (a) para o Z não passivado α BNR, (b – d) para o Z α BNRs com os átomos de boro da borda externa da célula passivados por um hidrogênio (H), dois átomos de H e substituídos por um átomo de nitrogênio (N), que são nomeados como 1H-Z α BNR, 2H-Z α BNR e N-Z α BNR, respectivamente. E suas correspondentes dispersões de energia eletrônica são posteriormente mostradas na parte inferior da Fig. 1, a partir da qual podemos identificar a diferença na estrutura de bandas das fitas. Da Fig. 1a, várias bandas do Z α intrínseco puro BNR cruza o nível de Fermi ( E _F ), que exibe propriedades metálicas. Para 1H-Z α BNR, uma vez que as ligações parcialmente pendentes são saturadas com átomos de H, o número de bandas próximo ao E _F são menores do que aqueles para o não passivado e também exibe comportamento de metal. Para 2H-Z α BNR, no entanto, o E _F move-se para a lacuna entre as bandas de ligação e anti-ligação devido às ligações pendentes na borda estarem saturadas com dois átomos de H. Portanto, 2H-Z α BNR é um semicondutor com uma lacuna de banda direta de 0,43 eV no Γ -ponto como mostrado na Fig. 1c. Mencionamos que nossos resultados de estrutura de bandas para fitas H-passivadas aqui concordam bem com os cálculos numéricos anteriores [37]. Além disso, como mostrado na Fig. 1d, a estrutura de banda de N-Z α O BNR indica que é um semicondutor com um gap indireto de 1,0 eV. Isso pode ser devido à substituição de N pelas posições atômicas B na borda, que traz elétrons suficientes para preencher as órbitas de ligação.

As geometrias de célula unitária (superior) e estruturas de banda (inferior) para a Z não passivado α BNR, b 1H-Z α BNR, c 2H-Z α BNR e d N-Z α BNR, onde o nível de Fermi é definido como zero, e as esferas rosa, magenta e branca representam átomos de boro, nitrogênio e hidrogênio, respectivamente

Estabelecemos três modelos de heterojunção lateral de metal / semicondutor com base no Z α acima mencionado BNRs. Cada modelo de junção é dividido em três partes:o eletrodo esquerdo, o eletrodo direito e a região central de espalhamento. A estrutura geométrica das junções, como mostrado na Fig. 2, onde o eletrodo esquerdo é sempre um semi-infinitivo longo nu não passivado Z α BNR ou 1H-Z α BNR, e o eletrodo direito é um semicondutor 2H- ou N-Z α BNR. Particularmente, no entanto, as regiões centrais de espalhamento das três junções são um Z α Célula unitária BNR acoplada a n ( n =1, 2, 5, 8, 10) células unitárias de 2H-Z α BNR, um 1H-Z α BNR juntamente com n células de 2H-Z α BNR e um Z α Célula BNR acoplada a n células de N-Z α BNR, respectivamente. Da mesma forma, nós os chamamos de M n H, M ’ n H e M n N junções, que são mostradas na Fig. 2a-c, respectivamente. É importante notar que a Fig. 2 mostra apenas um diagrama esquemático do modelo com n =1 e os outros casos de n são omitidos para economizar espaço.

As estruturas geométricas dos três tipos de junções do modelo propostas, onde a para M n H, b para M ’ n H e c para M n N, em que n representa o número de células unitárias da parte semicondutora no espalhamento central. O quadro tracejado grande (azul) representa a região de dispersão central, em que o menor indica a célula unitária

Os cálculos foram realizados usando o pacote de software Atomistix ToolKit (ATK), QuantumWise A / S (www.quantumwise.com), que é baseado no DFT combinado com a função de Keldysh nonequilibrium Green (NEGF) [39-41]. O funcional Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) sob a aproximação de gradiente generalizado (GGA) é usado para o potencial de correlação de troca. A zona de Borilliouin (BZ) é amostrada usando um Monkhorst-Pack 1 × 1 × 100 k -mesh, e a energia de corte é definida para 150 Ry. As estruturas geométricas de todas as heterojunções foram relaxadas até que o valor absoluto da força atuando em cada átomo seja menor que 0,01 eV Å ⁻¹ . A fim de evitar interações entre imagens periódicas, a supercélula tem pelo menos uma espessura de camada de vácuo de 15 Å.

A corrente através da heterojunção sob uma tensão de polarização V é calculado pela fórmula de Landauer-Büttiker [42, 43]
$$ I (V) =2e / h \ int {T (E, V) \ left [f_ {L} (E, V) -f_ {R} (E, V) \ right] dE}, $$
onde h , e e V são, respectivamente, a constante de Planck, a carga elementar e a tensão de polarização, e f _{L / R} ( E , V ) é a função de distribuição de Fermi-Dirac no eletrodo esquerdo / direito. O coeficiente de transmissão é calculado por
$$ T (E, V) =Tr \ left [\ Gamma_ {L} (E, V) G (E, V) \ Gamma_ {R} (E, V) G ^ {\ dag} (E, V) \ right], $$
onde G ( E , V ) e G ^† ( E , V ) denotam a função de Green retardada e avançada, respectivamente, e Γ _L ( Γ _R ) é a matriz de acoplamento entre a região de espalhamento central com o eletrodo esquerdo (direito).

Resultados e discussão

A corrente −voltagem calculada ( I - V ) curvas de heterojunções M n H, M ^′ n H e M n N dentro da faixa de polarização de -1,0 a 1,0 V são mostrados na Fig. 3a-c, respectivamente. Destes eu - V curvas, podemos ver claramente que com o incremento da polarização positiva, a corrente aumenta rapidamente em todos os três tipos de junções. Porém, com o aumento da polarização negativa, a corrente através das junções aumenta mais lentamente. O eu - V as curvas têm obviamente características assimétricas sob toda a polarização, o que significa que as junções têm um comportamento de retificação dentro da faixa de polarização. O efeito de retificação na heterojunção é causado principalmente pela assimetria das diferentes nanofitas nos lados esquerdo e direito e pela formação da interface na região central de espalhamento. A fim de avaliar a força do comportamento de retificação, usamos os dados para o I - V curvas para calcular a razão de retificação (RR), que é definida como RR ( V ) =| Eu (+ V ) | / | I (- V ) |, onde eu (± V ) representa a corrente sob polarização positiva e negativa. Os RRs calculados dos três tipos de junções M n H, M ^′ n H e M n N dentro da faixa de polarização de 0,1 V −0,5 V são mostrados na Fig. 3d – f, respectivamente. Para tipo M n H, o RR de M1H é apenas 3 em 0,2 V, enquanto o de M10H pode chegar a 115 na mesma polarização. Da mesma forma, para o M ^′ n Tipo N com polarização de 0,2 V, o RR de M ^′ 1H é 3 e o de M ^′ 10H é até 90. Além disso, para o M n Tipo N, o RR de M1N é 2 em 0,3 V, enquanto o de M10N chega a 240. Além disso, por observação cuidadosa na Fig. 3, descobrimos que a magnitude da corrente e RR pode ser controlada alterando o tamanho do parte semicondutora da junção. Especificamente, por um lado, a corrente na junção é reduzida com o aumento do número de células primitivas da parte semicondutora. Por outro lado, o RR aumenta significativamente com o aumento do número de células primitivas. Como o lado direito da heterojunção é uma nanofita semicondutora com um intervalo de banda, a probabilidade de tunelamento de elétrons decai exponencialmente à medida que o comprimento do semicondutor aumenta. Como resultado, nas heterojunções de M n H, M ^′ n H e M n N, como n aumenta, o RR aumenta significativamente. Este resultado está de acordo com estudos anteriores sobre as heterojunções baseadas em outros materiais 2D [44-46].

O eu - V características e taxas de retificação para os três tipos de heterojunções, onde a - c corresponder a eu - V curvas para junções M n H, M ^′ n H e M n N ( n =1, 2, 5, 8, 10) dentro da faixa de polarização de (-1,1) V, respectivamente. A inserção em c é o eu ampliado - V curvas de M n N dentro da faixa de polarização. d - f As taxas de retificação calculadas correspondentemente a partir do I-V dados

Comparando o eu - V curvas e RRs entre os três tipos de heterojunções mostrados na Fig. 3, encontramos que a variação de I - V curvas e RRs para M n H e M ^′ n H tem tendências semelhantes. No entanto, aqueles para M n N são significativamente diferentes. Para explicar a diferença nas propriedades de transporte dos três tipos de junções, calculamos os espectros de transmissão sob polarização zero mostrado na Fig. 4, onde as estruturas de banda dos eletrodos esquerdo e direito são acompanhadas. A partir desses espectros de transmissão, pode-se ver que todas as junções têm um gap de transmissão próximo ao nível de Fermi, onde usamos a linha pontilhada magenta para denotar a posição do gap. A razão para a existência do gap de transmissão é que a estrutura da banda de energia do eletrodo direito tem um gap próximo ao nível de Fermi. Assim, a estrutura de banda dos eletrodos esquerdo e direito não coincide, fazendo com que o canal de transporte seja fechado, e os elétrons do eletrodo esquerdo não possam alcançar o eletrodo direito. Esta é também a origem física da corrente fraca na polarização baixa. Além disso, a comparação das Fig. 4a, be Fig. 4a, c mostrou que os espectros de transmissão de M n H e M ^′ n H sob tendência de zero tem tendências semelhantes; no entanto, as tendências de M n H e M n N são bastante diferentes. Isso é determinado pelo grau de correspondência das estruturas de banda dos eletrodos esquerdo e direito próximo ao nível de Fermi. A nanofita metálica esquerda da junção M ^′ n H muda de Z α BNR para 1H-Z α BNR em comparação com M n H. O grau de correspondência entre os eletrodos esquerdo e direito próximo ao nível de Fermi é quase inalterado. No entanto, para M n N, o nanoribão semicondutor certo é alterado de 2H-Z α BNR para N-Z α BNR em comparação com M n H. O intervalo de banda é aumentado de 0,43 eV para 1,0 eV, o que resulta em uma diminuição no grau de correspondência dos eletrodos esquerdo e direito próximo ao nível de Fermi. Portanto, as propriedades de transporte de M n H e M ^′ n H são quase iguais, enquanto os M n H e M n N são obviamente diferentes. Este resultado indica que alterar a nanofita metálica da parte esquerda tem um pequeno efeito nas propriedades de transporte da junção; no entanto, mudar a peça certa de nanoribão semicondutor tem uma grande influência sobre ele.

A estrutura de banda do eletrodo esquerdo e direito, onde o nível de Fermi é definido como zero e as linhas tracejadas em magenta indicam o gap do eletrodo semicondutor direito. O espectro de transmissão em polarização zero para heterojunções a M n H, b M ^′ n H e c M n N com n =1 (linha tracejada vermelha), 5 (linha tracejada azul) e 10 (linha contínua verde) são correspondentemente mostrados na parte do meio de cada figura, respectivamente

Para entender melhor os detalhes do comportamento de retificação para as heterojunções, calculamos os espectros de transmissão em várias polarizações certas, como mostrado na Fig. 5, onde a parte acima / abaixo mostra os espectros de transmissão da junção sob a polarização positiva / negativa. De acordo com a fórmula de Landauer-Büttiker, sabemos que a corrente na junção está diretamente relacionada à área integrada do espectro de transmissão dentro da janela de polarização [47-49]. A partir do espectro de transmissão mostrado na Fig. 5, podemos ver que os três tipos de modelos têm uma tendência comum. Na janela de polarização, a área integrada do espectro de transmissão diminui com o aumento do número de células primitivas na parte semicondutora. É por isso que a corrente na heterojunção diminui com o aumento do número de células na porção semicondutora, conforme mostrado na Fig. 3. A Figura 5a mostra os espectros de transmissão das heterojunções M n H em ± 0,3 V. Para M1H, a área integral do espectro de transmissão na janela de polarização em 0,3 V é apenas ligeiramente maior que - 0,3 V. Portanto, a corrente de 0,3 V é apenas ligeiramente maior que - 0,3 V, e o RR é apenas 3 na polarização de 0,3 V. No entanto, para M5H e M10H, a área integral do espectro de transmissão sob polarização positiva na janela de polarização é significativamente maior do que sob polarização negativa. Isso faz com que a corrente de M5H e M10H sob polarização positiva seja maior do que sob polarização negativa, e o RR é muito maior do que M1H. A Figura 5b mostra o espectro de transmissão de M ^′ n H a ± 0,3 V. A partir da figura, pode-se ver que o espectro de transmissão de M ^′ n H na janela de polarização são quase iguais a M n H. Portanto, sob a mesma tensão de polarização, a corrente e o RR de M ^′ n H e M n H são quase iguais [ver Fig. 3b, e]. O espectro de transmissão de M n N em ± 0,9 V são mostrados na Fig. 5c. Uma vez que os coeficientes de transmissão na janela de polarização são muito pequenos, ampliamos o espectro de transmissão na janela de polarização e o anexamos como uma inserção no lado direito inferior da Fig. 5c. A tendência do espectro de transmissão M1N na janela de polarização é semelhante a M1H e M ^′ 1H. Portanto, o RR de M1N também é pequeno. Para M5N e M10N, a área integral do espectro de transmissão sob polarização positiva na janela de polarização é muito maior do que a área sob polarização negativa. Portanto, em comparação com M1N, as características assimétricas destes I - V as curvas são mais óbvias. Isso implica que eles têm uma grande taxa de retificação. Vale ressaltar que o RR do M10N pode chegar a 240, que é o melhor entre os três tipos de heterojunção.

O espectro de transmissão para heterojunções a M n H em uma polarização ± 0,3 V, b M ^′ n H em uma polarização ± 0,3 V e c M n N em uma polarização de ± 0,9 V com a mesma escolha de n em linhas coloridas para a Fig. 4, onde em cada figura a parte superior / inferior para a transmissão na polarização positiva / negativa. As duas linhas sólidas verticais (magenta) indicam a janela de polarização. A inserção na Fig. 5c é uma amplificação dos espectros de transmissão na janela de polarização

A fim de explicar mais intuitivamente o espectro de transmissão na Fig. 5, mostramos o estado próprio de transmissão de M5H e M ^′ 5H em V =0,3 V, E =- 0,15 eV e V =- 0,3 V, E =0,15 eV na Fig. 6a eb, respectivamente. E o autoestado de transmissão de M5N em V =0,9 V, E =- 0,45 eV e V =- 0,9 V, E =0,45 eV são mostrados na Fig. 6c [15, 16, 49]. A análise do autoestado de transmissão pode ser obtida pela combinação linear dos estados de propagação de Bloch \ (\ sum _ {m} C_ {a, m} \ psi _ {m} \). O C _{a , m} pode ser derivado da diagonalização da matriz de transmissão, ou seja, \ ({\ sum \ nolimits} _ {n} T_ {mn} C_ {a, n} \) = λ _a C _{a , m} , onde λ _a é o autovalor da transmissão. Como pode ser visto na Fig. 6, para todas as heterojunções, o autoestado de transmissão sob polarização negativa está localizado na parte metálica (Z não passivado α BNR e 1H-Z α BNR). No viés positivo, o autoestado de transmissão está localizado principalmente na parte esquerda. No entanto, ele forma um canal de transmissão na heterojunção. Os elétrons podem ser transferidos do eletrodo esquerdo para o eletrodo direito. Portanto, na janela de polarização, o coeficiente de transmissão sob polarização positiva é maior do que sob polarização negativa. Comparando a Fig. 6a com b, pode-se ver que o estado próprio de transmissão de M ^′ 5H e M5H são apenas ligeiramente diferentes. Assim, as heterojunções M ^′ 5H e M5H têm quase os mesmos coeficientes de transmissão na janela de polarização. Além disso, para M5N, uma vez que o gap da parte do semicondutor aumenta, o que resulta em uma dispersão eletrônica mais dramática na heterojunção. Portanto, apenas alguns dos autoestados de transmissão podem ser transmitidos para o lado direito. Isso levou ao coeficiente de transmissão de M n N na janela de polarização é menor do que nos outros dois tipos de heterojunção. Enquanto isso, no mesmo viés, a corrente de M n N é o menor dos três tipos de heterojunções.

Os autoestados de transmissão para heterojunção a M5H em polarização - 0,3 V com E =0,15 eV (superior) e em polarização 0,3 V com E =- 0,15 eV (inferior), b M ^′ 5H a - 0,3 V com E =0,15 V e a 0,3 V com E =- 0,15 eV e c M5N em polarização =- 0,9 V com E =0,45 eV e a 0,9 V com E =- 0,45 eV, respectivamente. Os isovalores são fixados em 0,2 Å ⁻³ e V ⁻¹ para todos os estados próprios

Finalmente, a fim de explorar mais o efeito das nanofitas esquerda e direita nas propriedades de transporte com heterojunções, a Fig. 7 mostra a densidade projetada de estados (PDOS) dos três tipos de heterojunções. Da Fig. 7a, pode-se ver que os espectros de PDOS contribuídos pelos eletrodos esquerdos (Z não passivado α BNR) das junções M1H, M5H e M10H com sobreposição perto do nível de Fermi. Isso indica que o PDOS contribuído pelo eletrodo esquerdo dificilmente é afetado pela extensão do nanoribão semicondutor (2H-Z α BNR) na região de espalhamento central. No entanto, os espectros PDOS contribuídos pelo eletrodo direito (2H-Z α BNR) tem uma lacuna perto do nível de Fermi. Isso é causado por um gap próximo ao nível de Fermi do eletrodo direito [ver Fig. 3c]. Afetado pela extensão da região de espalhamento intermediário 2H-Z α BNR, os espectros de PDOS contribuídos pelos eletrodos certos das junções M1H, M5H e M10H diferem muito uns dos outros na faixa de energia fora do gap. Uma vez que não há diferença essencial entre os dois eletrodos para heterojunção M ^′ n H e M n H, o eletrodo direito é o mesmo e o eletrodo esquerdo é uma fita metálica. Portanto, o PDOS de M ^′ n H e M n H são quase os mesmos perto do nível de Fermi, como mostrado nas Fig. 7a, b. Esta é uma das razões pelas quais o espectro de transmissão, I - V curvas e RR de M n H e M ^′ n H são semelhantes sob baixa polarização [ver Figs. 3 e 5]. Na Fig. 7c, apresentamos o PDOS do M n N. Devido ao gap da parte semicondutora no aumento da heterojunção, o efeito do eletrodo esquerdo nas propriedades de transmissão torna-se menor. Portanto, os PDOS se sobrepõem dentro de uma faixa de energia maior perto do nível de Fermi. O espectro PDOS contribuído pelo eletrodo direito existe uma lacuna na faixa de energia de (- 0,5, 0,5) eV. Eles são consistentes com a posição da lacuna com a estrutura da banda N-ZBNR. A partir do PDOS, podemos concluir que o eletrodo de metal do lado esquerdo tem pouco efeito nas propriedades de transporte da região intermediária de espalhamento. No entanto, o eletrodo da parte semicondutora à direita é crítico para as propriedades de transporte da região intermediária de espalhamento.

A densidade projetada de estados (PDOS) do eletrodo ZBNR esquerdo não passivado (superior) e do eletrodo direito (1H-Z α BNR, 2H −ZBNR ou N-Z α BNR) (inferior) para a M n H, b M ^′ n H e c M n N com a mesma escolha de n nas cores das linhas para a Fig. 5, respectivamente

Conclusões

Em resumo, estudamos as propriedades de transporte de α −borofeno baseado em três tipos de heterojunções. Descobrimos que os três tipos de heterojunções exibem comportamento de retificação, entre os quais a razão de retificação da heterojunção Z α BNR / N-Z α O BNR pode atingir até 240. Além disso, conforme o número de células unitárias na parte do semicondutor central aumenta, o efeito da retificação se torna mais óbvio. A origem do comportamento de retificação é revelada e discutida analisando os espectros de transmissão e os estados próprios sob polarização positiva / negativa. O comportamento de retificação das heterojunções depende fortemente do valor do gap das nanofitas na parte semicondutora. Esta conclusão foi posteriormente confirmada pela análise de PDOS contribuído pelos eletrodos esquerdo e direito. Nossos resultados fornecem novas linhas para o projeto de dispositivos eletrônicos retificadores.

Disponibilidade de dados e materiais

O projeto de nanojunções e cálculos computacionais foram realizados pela ATK.

Abreviações

2D:: Bidimensional
TMD:: Dichalcogenetos de metais de transição
GMR:: Resistência a magneto gigante
NDR:: Resistência diferencial negativa
DFT:: Teoria da densidade funcional
Z α BNR:: Borda em zigue-zague α - nanofitas de borofeno
H:: Átomo de hidrogênio
N:: Átomo de nitrogênio
1H-Z α BNR:: O Z α BNRs com a borda passivada por um hidrogênio
2H-Z α BNR:: Os Z αBNRs com a borda passivada por dois átomos de hidrogênio
N-Z α BNR:: O Z α BNRs com os átomos de boro de borda substituídos por um átomo de nitrogênio
E _F :: Nível de Fermi
ATK:: Atomistix toolKit
NEGF:: A função de verde de desequilíbrio de Keldysh
PBE:: Perdew-Burke-Ernzerhof
GGA:: Aproximação de gradiente generalizado
BZ:: Zona Borilliouin
I - V curvas:: Curvas de tensão atuais
RR:: Razão de retificação
PDOS:: Densidade projetada de estados

Adsorção de produtos decompostos SF6 em C3N modificado por ZnO:um estudo teórico Melhorando as propriedades eletroquímicas de LaCoO3 por Sr-Doping, rGO-Compounding com Rational Design for Energy Storage Device

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias