Monocapas SnxPy:un nuevo tipo de materiales bidimensionales con alta estabilidad, movilidad del portador y propiedades magnéticas

Resumen

La búsqueda de materiales del grupo V bidimensionales (2D) con ferromagnetismo, anisotropía elástica y movilidad del portador y estructura de bandas sintonizables es una clave para desarrollar nanodispositivos en constante desarrollo. Las monocapas 2D Sn _x P _y con x / y (1/1, 1/2, 1/3, etc.) el número de coordinación se estudia basándose en la técnica de optimización de enjambre de partículas combinada con la optimización de la teoría funcional de densidad. Su estabilidad térmica puede confirmarse mediante dinámica molecular a 70K y 300K, lo que indica que los nuevos materiales 2D tienen una existencia estable. Las estructuras de bandas electrónicas de cuatro estructuras estables sugieren que todas las monocapas de Sn _x P _y son semiconductores de banda sintonizable totalmente ajustables y flexibles bajo tensión biaxial. La monocapa de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ con una estructura de banda de valencia única puede pasar de no magnético a ferromagnético por el dopaje del orificio debido al "criterio de Stoner" y Pmc2 ₁ -SnP ₂ es un semiconductor de brecha de tipo directo con anisotropía elástica en el plano para poseer una alta movilidad de electrones de hasta 800 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ a lo largo de la k _b dirección, que es mucho más alta que la de MoS ₂ (∼ 200 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ ). El pico de absorción óptica del material se encuentra en la región ultravioleta. Estos descubrimientos amplían las aplicaciones potenciales del campo emergente de 2D Sn _x P _y estructuras en nanoelectrónica.

Introducción

Los compuestos binarios bidimensionales (2D) han atraído una gran atención en los últimos años debido a sus propiedades únicas y pueden proporcionar una guía confiable para sus posibles aplicaciones en nanoelectrónica y dispositivos optoelectrónicos [1]. Por ejemplo, el grafeno atrajo un gran interés desde su descubrimiento debido a sus propiedades y aplicaciones potenciales [2, 3, 4, 5, 6], mientras que el grafeno tiene una pequeña banda prohibida indetectable a temperatura ambiente, lo que dificulta su uso en nanodispositivos optoelectrónicos. Entonces, estas dificultades impulsaron a los investigadores a resolver la búsqueda de materiales 2D con una banda prohibida ideal. En los años siguientes, nitruro de boro (BN) [7], MoS ₂ u otros dicalcogenuros de metales de transición [8,9,10,11,12,13] y tricalcógenos de metales de transición [14, 15], entre otros. En los últimos años, el grafeno y otros materiales 2D del grupo IV (silicona, estaeno y germaneno [16]) han avanzado mucho en la investigación científica. Excepto, los materiales semiconductores 2D pertenecientes al grupo V, especialmente el fosforeno [17,18,19] y el arseneno [20], están emergiendo como una nueva generación de contendientes en el campo de los dispositivos optoelectrónicos. El fosfeno tiene amplias perspectivas de aplicación en transistores de efecto de campo, dispositivos optoelectrónicos, espintrónica, sensores de gas y células solares, etc., mientras que el stanene, una estructura bidimensional en forma de panal, se considera un nuevo tipo de material con propiedades físicas superiores después del grafeno. debido a su fuerte acoplamiento espín-orbital de electrones.

Es urgente sintetizar dos tipos de elementos para conseguir materiales 2D novedosos y multifuncionales. Se informa que la aleación se usa a menudo para mejorar las propiedades de los materiales 2D para expandir su aplicabilidad. Por ejemplo, 2D MoS _2x Se _{2 (1 - x )} y WS _2x Se _{2 (1 - x )} nanosheets [21, 22] son testigos de propiedades extrañas como propiedades ópticas y electrónicas sintonizables y la relación de Poisson negativa en el plano con x / y (1/1, 1/2, 1/3, etc.) número de coordinación. Para otro ejemplo, material de aleación 2D Si _x C _y [23], B _x C _y [24] y B _x Si _y [25] muestran muchas características novedosas (estructura novedosa, propiedades electrónicas y mecánicas) mediante el cálculo de los primeros principios que son diferentes de las del estado fundamental puro. Debido a que las monocapas de fosforeno y estano 2D tienen propiedades novedosas, los elementos Sn y P se compusieron con varias estequiometrías.

En este trabajo, construimos pocas estructuras mediante el algoritmo de optimización de enjambre de partículas (PSO). Luego, destacamos las cuatro estructuras más estables de 2D Sn _x P _y monocapas con diferentes números de coordinación e investigó las propiedades electrónicas sobre la base de la optimización de la teoría funcional de densidad (DFT). Las estructuras de bandas electrónicas calculadas sugieren que todas las monocapas estables o metaestables con diferentes números de coordinación son semiconductores con una banda prohibida indirecta. Más importante aún, el Pmc2 ₁ -SnP ₂ La monocapa es un semiconductor de brecha de tipo directo con una brecha de banda finita de 0.92 eV en la región de luz infrarroja. Pero más allá de eso, el Pmc2 ₁ -SnP ₂ La estructura es un semiconductor de brecha de tipo directo que posee una alta movilidad de electrones de ∼ 800 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ , que es mucho más alto que el de MoS ₂ (∼ 200 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ ). La monocapa de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ La estructura con una estructura de banda de valencia única puede pasar de no magnética a ferromagnética mediante el dopaje del orificio debido al "criterio de Stoner". Las estructuras de bandas electrónicas calculadas sugieren que todas las monocapas de Sn _x P _y son semiconductores con espacios de banda sintonizables de manera flexible bajo la deformación biaxial, lo que permite la ingeniería de deformaciones de los espacios de banda de cuatro estructuras dentro de casi todo el rango de luz visible.

Métodos computacionales

Para garantizar una búsqueda exhaustiva de la diversidad estructural, varios x y y la selección de uno a seis se tiene en cuenta sobre la base del algoritmo de optimización de enjambre de partículas (PSO) [26]. Los resultados de la búsqueda entregan las estructuras monocapa son relativamente constantes solo para y / x ≧ 1.

Estudiar la estructura electrónica de 2D Sn _x P _y monocapas con diferente número de coordinación, nuestros cálculos se realizaron utilizando el método de la teoría funcional de densidad de onda plana (DFT) [27, 28] para realizar en el Paquete de Simulación Ab-initio de Viena (VASP) [29,30,31]. Mediante la aproximación de gradiente generalizado (GGA) para describir la energía de correlación de intercambio en la forma de Per-dew-Burke-Ernzerhof (PBE) [32,33,34,35] y el potencial electrón-ion se describe mediante la amplificación de proyección método de ondas [33]. La energía de corte de la onda plana se eligió para ser energía de 500 eV para Sn _x P _y sistemas, respectivamente. Se muestreó un punto k suficientemente denso (9 × 9 × 1) del espacio recíproco en la zona de Brillouin. El espacio de vacío perpendicular al plano entre las supercélulas vecinas es superior a 25 Å, lo que elimina la interacción entre las replicaciones. En el cálculo de dos pasos consecutivos, se establece como 10 ⁵ eV como valor de convergencia de energía. Durante la optimización geométrica, las fuerzas atómicas de todas las estructuras son inferiores a 0,02 eV Å ⁻¹ utilizando el método de gradiente conjugado hasta que los átomos alcancen su posición óptima. Además, utilizaremos la supercélula con 4 × 4 × 1 para el cálculo de dinámica molecular ab initio (AIMD) cuando el algoritmo Nosé [36] esté a 300K.

La movilidad del portador se ve afectada principalmente por la dispersión de ondas laterales acústicas, la dispersión de ondas laterales ópticas y la dispersión de impurezas ionizadas. Dado que los dos últimos no son tan influyentes como el primero, la movilidad que calculamos incluye la movilidad bajo dispersión de ondas laterales acústicas. La movilidad afecta principalmente a dos prestaciones de los transistores:una es que la concentración del portador en conjunto determina la conductividad (la inversa de la resistividad) del material semiconductor. En segundo lugar, afecta la frecuencia de trabajo del dispositivo. La principal limitación de las características de respuesta de frecuencia de los transistores bipolares es el tiempo que tardan las portadoras minoritarias en cruzar la región base. La movilidad es un parámetro importante para medir la conductividad de los materiales semiconductores 2D. Determina la conductividad de los materiales semiconductores y afecta la velocidad de trabajo de los dispositivos. Por tanto, la movilidad del portador está controlada por la dispersión de fonones y puede describirse mediante la teoría del potencial de deformación (DP) propuesta por Bardeen y Shockley [37]. Por lo tanto, la movilidad del portador en materiales 2D se puede expresar como [38, 39]

$$ {\ mu} _ {2D} =\ frac {2e {\ mathrm {\ hslash}} ^ 3 {C} ^ {2D}} {3 {k} _BT {\ left | {m} ^ {\ ast } \ right |} ^ 2 {E} _1 ^ 2} $$

donde e , ℏ y k _B son la carga de electrones reducida de Planck y la constante de Boltzmann, respectivamente. Y T es la temperatura que se establece en 300 K. Donde m * es la masa efectiva, E ₁ es el potencial de deformación constante, y C ^2D es la rigidez en el plano.

El efecto lineal del sistema sobre el campo de luz bajo el vector de onda pequeña está determinado por la parte imaginaria de la constante dieléctrica compleja y la función dieléctrica que se puede calcular mediante

$$ \ upvarepsilon \ left (\ omega \ right) ={\ varepsilon} _1 \ left (\ omega \ right) + i {\ varepsilon} _2 \ left (\ omega \ right) $$

donde el ε ₁ ( ω ) y ε ₂ ( ω ) son la parte real de la función y la parte imaginaria, ε ₁ ( ω ) puede derivar de la parte imaginaria ε ₂ ( ω ) la función dieléctrica de Kramer-Kronig se puede expresar [40]. La parte imaginaria de la función dieléctrica se puede expresar como

$$ {\ varepsilon} _2 \ left (\ omega \ right) =\ frac {4 {\ pi} ^ 2} {m ^ 2 - {\ omega} ^ 2} \ sum \ limits_ {V, C} \ underset {BZ} {\ int} {d} ^ 3k \ frac {2} {2 \ pi} {\ left | e \ bullet {M} _ {cv} \ right |} ^ 2 \ times \ updelta \ left [{ E} _C \ right. (K) - {E} _V (k) - \ mathrm {\ hslash} \ left. \ Omega \ right] $$

Además, el coeficiente de absorción I ( ω ) fue obtenido por

$$ I \ left (\ omega \ right) =\ sqrt {2} \ omega \ left [\ sqrt {\ varepsilon_1 ^ 2 \ left (\ omega \ right) - {\ varepsilon} _2 ^ 2 \ left (\ omega \ right)} - {\ varepsilon} _1 \ left (\ omega \ right) \ right] 1/2 $$

donde la C es la banda de conducción, la V son los estados de la banda de valencia, Ω es el volumen de la celda unitaria, m es la masa de electrones libres, e es la carga de electrones libres, y ω es la frecuencia de los fotones incidentes.

Resultados y discusión

Estabilidad

Primero, cuatro Sn _x 2D P _y Se consideraron monocapas para determinar sus estabilidades energéticas. La energía de formación es un parámetro energético en un sistema termodinámico que es un punto clave para verificar la estabilidad del sistema. La estabilidad relativa de Sn _x P _y Las monocapas se pueden confirmar calculando la energía de formación y se calcula como

$$ {E} _ {\ mathrm {formulario}} =\ left ({E} _ {\ mathrm {total}} - {N} _ {\ mathrm {Sn}} {E} _ {\ mathrm {Sn} } - {N} _ {\ mathrm {P}} {E} _P \ right) / \ left ({N} _ {\ mathrm {Sn}} + {N} _ {\ mathrm {p}} \ right) $$

donde E es la energía de un compuesto o un elemento constituyente a una presión específica. N es el número de átomos en la celda unitaria. La energía de formación negativa del sistema calculado indica que la configuración es estable o metaestable [41]. Las energías de formación calculadas de Sn _x P _y las monocapas son - 0,235, - 0,223, - 0,159 y - 0,016 eV / átomo (que se muestran en la Tabla 1), respectivamente. Según su definición, un valor menor indica mayor estabilidad. Obviamente, P \ (\ overline {6} \) m2-SnP es la más estable de estas cuatro estructuras. Más particularmente, la alta estabilidad térmica de los materiales semiconductores es particularmente importante en la aplicación de dispositivos electrónicos. Aquí, la estabilidad térmica del Sn _x P _y monocapas examinadas mediante simulaciones de dinámica molecular ab initio (AIMD). Basándonos en las simetrías de los grupos espaciales, simplemente calculamos la estabilidad de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP para estructuras similares P \ (\ overline {6} \) m2-SnP y Pmc2 ₁ -SnP ₂ y Pmc2 ₁ -SnP ₂ para Pmc2 ₁ -SnP ₂ y P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ estructuras. Los resultados indican que el valor promedio de la energía total de la estructura permanece casi sin cambios, y la estructura permanece sin cambios después de 1 ps, 3 ps y 5 ps, sugieren que Sn _x P _y las monocapas son térmicamente estables (en la Figura S1). Luego, calculamos las curvas de dispersión de fonones y no tenemos frecuencias vibratorias imaginarias, lo que implica que las estructuras son dinámicamente estables (en la Figura S1). Se han informado varios métodos en la literatura para sintetizar materiales en capas, incluida la escisión micromecánica [2], el crecimiento epitaxial [42], la deposición de vapor químico [43] y la exfoliación líquida [44]. Algunos materiales con la estructura similar se prepararon con éxito de forma experimental. Hemos encontrado algunos informes relacionados de que pocas nanoshojas de GaSe de capa se han convertido en un fotodetector de alto rendimiento en el experimento [45]. Además, la preparación, el aislamiento y la caracterización rápida e inequívoca de capas ultrafinas de gran tamaño de MoS ₂ , GaS y GaSe depositados en SiO ₂ / Se reportan sustratos de Si [46].

Como se muestra en la Fig. 1a, b, las estructuras de P \ (\ overline {3} \) m1-SnP exhiben una estructura similar a la fase hexagonal P \ (\ overline {6} \) m2-SnP. El Pmc2 ₁ -Sn P ₂ fase trigonal (Fig. 1c) muestra que la x / y la composición se incrementa aún más a 1/2. El material de una estructura similar a P \ (\ overline {4} \) 2 ₁ m-SnP ₂ se demostró estable mediante el cálculo teórico [47]. Además, un nuevo estudio encuentra la estructura de XY ₂ (Fig. 1d) es un semiconductor de banda prohibida indirecta y podría ser susceptible al campo eléctrico y al estrés. Creemos que el material que pronosticamos tendrá una preparación exitosa en el futuro con el desarrollo de la tecnología.

Vistas superior y lateral de las estructuras atómicas de Sn _x P _y monocapas: a P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, b P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, c Pmc2 ₁ -SnP ₂ y d P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂; el nivel de Fermi (línea discontinua horizontal) se desplaza a 0 eV. Las esferas de color rosa pesado representan átomos de Sn y las esferas de color rosa claro representan átomos de P

Propiedades electrónicas y magnéticas

Las estructuras de bandas calculadas y la densidad parcial de estados de Sn _x P _y las monocapas se representan en la Fig. 2. Como se muestra en la Fig. 2a, el P6̅m2-SnP es un semiconductor indirecto con una banda prohibida de 1,19 eV. El máximo de la banda de valencia (VBM) en la dirección Γ → K es contribuido por los orbitales Sn-p y P-p hibridados, mientras que el mínimo de la banda de conducción (CBM) en el punto K se deriva de los orbitales Sn-s y P-p hibridados. P \ (\ overline {3} \) m1-SnP exhibe estructuras de bandas electrónicas similares a las de la contraparte P \ (\ overline {6} \) m2-SnP pero con una banda prohibida más pequeña de 1.21 eV. La dispersión de la banda de valencia de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP y P \ (\ overline {3} \) m1-SnP cerca del punto Γ y el nivel de Fermi ( E _F ) es bastante plano, dada la densidad bastante alta de estados (DOS) y una singularidad de van Hove alrededor del VBM. El Pmc2 ₁ -SnP ₂ exhibe un carácter semiconductor de espacio directo similar ( E _g (directo) - E _g (indirecta) =6 meV) con una banda prohibida de 0,72 eV (ver Fig. 2c). Su VBM se atribuye principalmente a los orbitales P-p, mientras que su CBM se debe principalmente a los orbitales P-p y al orbital Sn-s. La P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m -SnP ₂ es un semiconductor de espacio indirecto con una E _g de 1,79 eV, y las bandas de las que se derivan son similares a las de la Fig. 2c. Más importante aún, P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ La monocapa tiene una condición similar en comparación con la Fig. 2a, b, también surge un carácter de dispersión de banda plana alrededor del VBM, lo que da como resultado un DOS muy alto y una singularidad de van Hove.

Estructuras de bandas electrónicas computadas y densidad parcial de estados del VBM y CBM de Sn _x P _y monocapas: a P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, b P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, c Pmc2 ₁ -SnP ₂ y d P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂

Según el criterio de Stoner, el ferromagnetismo espontáneo ocurre si la energía cinética es menor que la energía de división del intercambio, que es si el DOS en E _F es lo suficientemente alto. La Figura 2d muestra el DOS muy alto alrededor del VBM; la P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ puede satisfacer el criterio de Stoner si es E _F se cambia a una posición con un dopaje de orificio pasante alto en DOS. Como se muestra en la Fig. 3a, el dopaje de orificios puede introducir momentos magnéticos en concentraciones de dopaje apropiadas. Como se esperaba, el resultado del cálculo sugiere que P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ puede convertirse en un estado fundamental ferromagnético más allá de la densidad crítica del pozo. Entre ellos, la densidad de agujeros n _h se puede expresar como n _h = m _h / S _celda , donde S _celda y m _h son el área de la celda primitiva y el número de huecos introducidos en la celda primitiva. La inyección del agujero en la monocapa P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ de hecho conduce al ferromagnetismo. El momento magnético exhibe una relación de pico pronunciado con la densidad del agujero. Debido a que el dopaje de agujeros en el sistema induce un momento de giro apreciable, la estructura de la banda de energía alrededor del nivel de Fermi ha cambiado mucho debido a la división del giro. Particularmente, la estructura de bandas de spin-polarized (que se muestra en la Fig. 3b) de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ a 7,2 × 10 ¹⁴ cm ⁻² muestra que la monocapa se convierte en un medio metal perfecto. Entonces, predecimos que el estado FM estable con la mitad de la metalicidad se puede realizar en el P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ monocapa.

Ferromagnetismo en P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ monocapa. ( a ) Momentos de giro frente a densidad de orificios n _h . b Estructura de la banda de valencia calculada de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ en n _h =7,2 × 10 ¹⁴ cm ⁻² . Las bandas de giro hacia arriba y hacia abajo se muestran en azul y rojo, respectivamente. El nivel de Fermi se establece en 0 eV

Anisotropía elástica y movilidad del portador de monocapa

Los efectos de la deformación en las propiedades electrónicas de las monocapas 2D Sn _x P _y las estructuras también son interesantes. La Figura 4a presenta la variación de la brecha de energía bajo deformación biaxial ε . La brecha de energía de Sn _x P _y Las monocapas están marcadamente moduladas de acuerdo con algunas reglas. Por ejemplo, la brecha de energía de P \ (\ overline {6} \) m2-SnP disminuye de 1,19 a 0,52 eV con el aumento de la deformación por tracción hasta ε =8%, primero aumentando de 1,12 a 1,36 eV para ε 2%, luego disminuyendo de 1,36 a 0,51 eV. Además, dado que a y b del parámetro de celosía del Pmc2 ₁ -SnP ₂ estructura son diferentes, los cambios de propiedades electrónicas son diferentes a lo largo de la x -eje y y -eje [48], como se muestra en la Fig. 4b. Es obvio que cuando se aplica deformación uniaxial en diferentes direcciones, el cambio en la x la dirección es diferente del cambio en el y dirección. Considerando el rango de brechas de energía con la deformación ε , el rango de banda prohibida sintonizable por deformación en el plano cubre casi toda la región de luz visible según el cálculo de los primeros principios.

Propiedades electrónicas de estructuras dependientes de la deformación:(1) P \ (\ overline {6} \) m2-SnP, (2) P \ (\ overline {3} \) m1-SnP, (3) Pmc2 ₁ -SnP ₂ y (4) P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ . b Propiedades electrónicas dependientes de la deformación uniaxial de Pmc2 ₁ -SnP ₂ . c Energía del Pmc2 ₁ -SnP ₂ tinción monocapa vs uniaxial

Además, también investigamos el efecto de la tensión uniaxial, como se muestra en la Fig. 4c. La rigidez en el plano C ^2D ( C ^2D =[∂ ² E / ∂ δ ² ] / S ₀ , donde S ₀ es el área de 2D Pmc2 ₁ -SnP ₂ monocapa) se puede obtener ajustando la parábola. Curiosamente, la rigidez en el plano C ^2D mostrando una anisotropía elástica extremadamente obvia a lo largo de a y b las direcciones se calculan en 12,1 y 105,6 N / m, respectivamente. Porque el Pmc2 ₁ -SnP ₂ exhibe un carácter semiconductor de espacio directo, las masas efectivas ( m ^∗ = ℏ ² ( ∂ ² E / ∂K ² ) ⁻¹ ) de electrones ( m _e es | m ^* _e |) y agujeros ( m _h es | m ^* _h |) asociado con el semiconductor (cuasi) directo Pmc2 ₁ -SnP ₂ también se calculan las monocapa. Se enumeran las masas efectivas (Tabla 2). Lo más interesante es la masa efectiva de electrones en k _b La dirección (0,15 m) es mucho menor que la del k _a dirección (1,31 m), lo que indica la fácil deriva de los electrones en la k _b dirección. Hay otro parámetro importante es DP constante E ₁ ( E ₁ =d E _borde / d δ ) para electrones a lo largo de a y b direcciones se calcula en 5,36 y 11,57 eV, respectivamente. Sorprendentemente, el portador calculado se puede alcanzar ~ 800 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ en el k _b dirección. Como comparación, la movilidad del operador del MoS ₂ la monocapa mide ∼ 200 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ en experimentos [8]. Sin embargo, la movilidad del portador es de aproximadamente ∼ 8 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ en el k _a dirección. Por lo tanto, la alta movilidad del portador encontrada en este estudio es de gran importancia para el estudio del transporte de electrones.

Propiedad óptica

Las propiedades fotoeléctricas de los materiales fotoelectrónicos se caracterizan por la función dieléctrica, la fotoconductividad y el coeficiente de absorción. Las partes imaginarias de la función dieléctrica se muestran en la Fig. 5a. Tenga en cuenta que Pmc2 ₁ -SnP ₂ La monocapa muestra una absorción a partir de ∼ 0,70 eV, y aparecen tres picos de absorción principales a ∼ 0,9, ~ 3,2 y ∼ 4,0 eV. Como se ilustra en la Fig. 5b, muestra la absorbancia en las tres direcciones en el rango visible y el rango ultravioleta para la monocapa Pmc2 ₁ -SnP ₂ . Entonces, Pmc2 ₁ -SnP ₂ Los materiales de monocapa podrían usarse para fotodetectores ciegos al sol atómicamente delgados para, por ejemplo, la detección eficiente de llamas.

un Funciones dieléctricas calculadas versus energía para Pmc2 ₁ -SnP ₂ a lo largo de diferentes direcciones de luz incidente. b Coeficiente de absorción imaginario calculado

Conclusiones

En conclusión, en base a los algoritmos PSO combinados con cálculos de primeros principios, hemos identificado varios Sn _x 2D P _y monocapas con las proporciones de x / y =1:1 y 1:2. Sorprendentemente, estas nuevas monocapas también poseen propiedades electrónicas y magnéticas peculiares:la monocapa de P \ (\ overline {4} {2} _1 \) m-SnP ₂ la estructura con una estructura de banda de valencia única puede pasar de no magnética a ferromagnética por el dopaje del agujero debido al "criterio de Stoner"; el Pmc2 ₁ -SnP ₂ La estructura es un semiconductor de brecha de tipo directo con anisotropía elástica en el plano que posee una alta movilidad de electrones de hasta 800 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ a lo largo de la k _b dirección, que es mucho más alta que la de MoS ₂ (∼ 200 cm ² V ⁻¹ s ⁻¹ ). El pico de absorción óptica del material se encuentra en la región ultravioleta. Estos descubrimientos amplían las aplicaciones potenciales del campo emergente de 2D Sn _x P _y estructuras en nanoelectrónica. Estas deseables propiedades del multifuncional Sn _x P _y las monocapas proporcionan excelentes aplicaciones prometedoras en electrónica y optoelectrónica.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos están en el texto principal y las figuras.

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