Rectificación mejorada de heterouniones de nanocintas de α-borofeno mediante pasivación de bordes

Resumen

Proponemos un modelo de heterounión planar basado en nanocintas de α-borofeno y estudiamos sus propiedades de transporte electrónico. Consideramos tres tipos de heterouniones. Cada tipo consiste en dos nanocintas de α-borofeno con borde zigzag (Z αBNR), una metálica con bordes sin pasivar o pasivados por un átomo de hidrógeno (1H-Z αBNR) y la otra semiconductora con el borde pasivado por dos átomos de hidrógeno (2H-Z αBNR) o un solo átomo de nitrógeno (N-Z αBNR). Usando cálculos de primeros principios combinados con la función de Green no equilibrada, observamos que el rendimiento rectificador depende fuertemente de los detalles estructurales atómicos de la unión. Específicamente, la razón de rectificación de la unión permanece casi invariable cuando su cinta metálica izquierda cambia de ZBNR a 1H-Z αBNR. Sin embargo, su razón aumenta de 120 a 240 cuando la cinta semiconductora derecha varía de 2H-Z αBNR a N-Z αBNR. Este efecto de rectificación puede explicarse microscópicamente por el grado de coincidencia de las bandas electrónicas entre las dos partes de una unión. Nuestros hallazgos implican que las heterouniones basadas en borofeno pueden tener aplicaciones potenciales en nanodispositivos rectificadores.

Introducción

En las últimas décadas, un gran número de materiales bidimensionales (2D), incluyendo grafeno [1, 2], siliceno [3, 4], dicálcogenuros de metales de transición (TMD) [5, 6] y fosforeno [7, 8], han sido estudiados extensivamente debido a sus propiedades únicas. Especialmente, estos materiales 2D demuestran comportamientos interesantes de transporte electrónico, como resistencia magnética gigante (GMR) [9, 10], resistencia diferencial negativa (NDR) [11, 12], filtrado de espín [13, 14] y rectificación [15, 16], teniendo así aplicaciones potenciales en dispositivos electrónicos a nanoescala. Recientemente, algunos estudios también han mostrado que los materiales 2D tienen amplias perspectivas de aplicación en dispositivos termoeléctricos a nanoescala [17-20]. Posteriormente, la investigación sobre heterouniones laterales basadas en materiales 2D se convierte en un tema importante. Algunos estudios teóricos han mostrado que las heterouniones laterales tienen aplicaciones potenciales en tecnologías de transistor de efecto de campo y semiconductor de óxido metálico complementario [21, 22]. Además, las heterouniones laterales con espesor atómico ya han sido preparadas experimentalmente [23, 24]. Estos logros han inspirado el esfuerzo para explorar más heterouniones laterales hechas de materiales 2D más adecuados.

Recientemente, las monocapas de borofeno también han recibido amplios intereses [25-28] después del grafeno y siliceno. Los estudios teóricos predijeron que las láminas monoatómicas de boro pueden existir establemente sobre sustrato metálico, lo cual fue confirmado por observaciones posteriores [29, 30]. Hasta ahora, se han obtenido varias estructuras 2D de boro por crecimiento epitaxial en sustratos Ag (111), como β₁₂-, χ₃-, δ₆-borofeno y borofeno de panal [31-34]. Estudios teóricos señalan que la estabilidad de la lámina de boro puede aumentarse introduciendo un agujero hexagonal [35]. Los cálculos DFT indicaron que el borofeno con "densidad de agujeros hexagonales" (η) de 1/9, denominado α-borofeno [35, 36], es favorable en términos de energía. Además, la nanocinta de α-borofeno con borde zigzag (Z αBNR) exhibe comportamiento metálico o semiconductor mediante diferentes modificaciones de borde [37]. Por tanto, la propiedad de transporte electrónico para nanoestructuras de borofeno permanece por explorarse más, aunque se han realizado numerosos estudios sobre estructuras electrónicas, propiedades mecánicas y térmicas [25-28].

En este trabajo, investigamos las propiedades de transporte de heterouniones hechas de nanocintas Z αBNR con borde zigzag. Construimos tres tipos de uniones laterales metal-semiconductor en plano. Encontramos que todas las uniones exhiben comportamiento de rectificación en el régimen de bajo sesgo debido a la presencia de interfaces en la región de dispersión y la asimetría en los lados izquierdo y derecho. Además, el efecto rectificador de las uniones se vuelve pronunciado con el aumento del número de celdas primitivas en la parte semiconductora de la unión. Las propiedades de transporte de las uniones dependen fuertemente de las nanocintas semiconductoras de la parte derecha. Este fenómeno puede atribuirse a la banda prohibida cerca del nivel de Fermi de la parte semiconductora. La probabilidad de electrones a través de la unión es menor cuando la banda prohibida aumenta, lo que causa la disminución de la corriente de la unión y el aumento de la razón de rectificación. En particular, la razón de rectificación de la unión M10N puede alcanzar ~240, comparable a heterouniones previas con grafeno como electrodo, indicando aplicaciones potenciales en dispositivos rectificadores [38]. La organización de este artículo es: en la sección "Modelo y Métodos Computacionales" describimos los detalles computacionales; en "Resultados y Discusión" presentamos las propiedades de transporte de las uniones propuestas; finalmente, resumimos en "Conclusiones".

Modelo y Métodos Computacionales

Las celdas unitarias de las Z αBNR consideradas sin o con modificaciones de átomos de boro en el borde exterior se muestran en la parte superior de Fig. 1: (a) Z αBNR sin pasivar, (b-d) Z αBNRs con átomos de boro en el borde exterior de la celda pasivados por un hidrógeno (H), dos átomos H y reemplazados por un átomo de nitrógeno (N), denominados 1H-Z αBNR, 2H-Z αBNR y N-Z αBNR, respectivamente. Sus correspondientes dispersiones de energía electrónica se muestran en la parte inferior de Fig. 1, identificando la diferencia en estructura de bandas. En Fig. 1a, varias bandas de la Z αBNR prístina cruzan el nivel de Fermi (E_F), exhibiendo propiedad metálica. Para 1H-Z αBNR, al saturarse enlaces colgantes parciales con átomos H, el número de bandas cerca de E_F es menor que en la no pasivada y también exhibe comportamiento metálico. Para 2H-Z αBNR, sin embargo, E_F se mueve al hueco entre bandas de enlace y antienlace debido a la saturación de enlaces colgantes con dos átomos H. Por tanto, 2H-Z αBNR es semiconductor con banda prohibida directa de 0,43 eV en punto Γ como muestra Fig. 1c. Mencionamos que nuestros resultados de estructura de bandas para cintas pasivadas con H concuerdan bien con cálculos numéricos previos [37]. Además, Fig. 1d muestra que N-Z αBNR es semiconductor con banda prohibida indirecta de 1,0 eV, posiblemente debido a la sustitución de N en posiciones atómicas de B en el borde, aportando electrones para llenar orbitales de enlace.

Establecemos tres modelos de heterounión lateral metal/semiconductor basados en las Z αBNR mencionadas. Cada modelo se divide en tres partes: electrodo izquierdo, electrodo derecho y región de dispersión central. La estructura geométrica de las uniones, como muestra Fig. 2, donde el electrodo izquierdo es siempre una Z αBNR semi-infinita sin pasivar o 1H-Z αBNR, y el electrodo derecho es 2H- o N-Z αBNR semiconductor. Particularmente, las regiones de dispersión central de las tres uniones son: una celda unitaria Z αBNR acoplada con n (n = 1, 2, 5, 8, 10) celdas unitarias de 2H-Z αBNR; una 1H-Z αBNR acoplada con n celdas de 2H-Z αBNR; y una celda Z αBNR acoplada con n celdas de N-Z αBNR. Las denominamos MnH, M'iH y MnN, mostradas en Fig. 2a-c. Cabe notar que Fig. 2 solo muestra diagrama esquemático con n = 1, omitiendo otros casos por espacio.

Los cálculos se realizaron usando el paquete Atomistix ToolKit (ATK), QuantumWise A/S (www.quantumwise.com), basado en DFT combinada con función de Green no equilibrada de Keldysh (NEGF) [39-41]. Se usó la funcional Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) bajo aproximación de gradiente generalizado (GGA) para potencial de intercambio-correlación. La zona de Brillouin (BZ) se muestreó usando malla k Monkhorst-Pack 1×1×100, y energía de corte a 150 Ry. Las estructuras geométricas de todas las heterouniones se relajaron hasta que el valor absoluto de fuerza sobre cada átomo fuera < 0,01 eV Å⁻¹. Para evitar interacciones entre imágenes periódicas, la supercelda tiene al menos capa de vacío de 15 Å.

La corriente a través de la heterounión bajo voltaje de sesgo V se calcula por la fórmula Landauer-Büttiker [42, 43]:

I(V) = 2e/h ∫ T(E,V)[f_L(E,V) - f_R(E,V)] dE

donde h, e, V son constante de Planck, carga elemental y voltaje de sesgo, y f_L/R(E,V) es la función de distribución Fermi-Dirac en electrodo izquierdo/derecho. El coeficiente de transmisión se calcula por:

T(E,V) = Tr[Γ_L(E,V) G(E,V) Γ_R(E,V) G^†(E,V)]

donde G(E,V) y G^†(E,V) denotan funciones de Green retardada y avanzada, y Γ_L (Γ_R) es la matriz de acoplamiento entre región central de dispersión con electrodo izquierdo (derecho).

Resultados y Discusión

Las curvas corriente-voltaje (I-V) calculadas de heterouniones MnH, M'iH y MnN en rango de sesgo -1,0 a 1,0 V se muestran en Fig. 3a-c. De estas curvas, vemos claramente que con el incremento de sesgo positivo, la corriente aumenta rápidamente en los tres tipos de uniones. Sin embargo, con aumento de sesgo negativo, la corriente aumenta más lentamente. Las curvas I-V tienen características asimétricas obvias en todo el sesgo, significando que las uniones tienen comportamiento de rectificación en el rango de sesgo. El efecto de rectificación se debe principalmente a la asimetría de las diferentes nanocintas en lados izquierdo y derecho y la formación de interfaz en la región central de dispersión. Para evaluar la fuerza del comportamiento rectificador, usamos datos de curvas I-V para calcular la razón de rectificación (RR), definida como RR(V) = |I(+V)|/|I(-V)|, donde I(±V) es la corriente bajo sesgo positivo y negativo. Las RR calculadas de los tres tipos MnH, M'iH y MnN en rango 0,1 V - 0,5 V se muestran en Fig. 3d-f. Para tipo MnH, RR de M1H es solo 3 a 0,2 V mientras M10H alcanza 115 al mismo sesgo. Similarmente, para tipo M'iN a sesgo 0,2 V, RR de M'1H es 3 y M'10H llega a 90. Para tipo MnN, RR de M1N es 2 a 0,3 V mientras M10N alcanza 240. Además, observando Fig. 3, la magnitud de corriente y RR puede controlarse cambiando el tamaño de la parte semiconductora. Específicamente, por un lado, la corriente en la unión se reduce al aumentar el número de celdas primitivas de la parte semiconductora. Por otro lado, RR aumenta significativamente con el número de celdas primitivas. Como el lado derecho es una nanocinta semiconductor con banda prohibida, la probabilidad de tunelamiento electrónico decae exponencialmente al aumentar la longitud del semiconductor. Como resultado, en heterouniones MnH, M'iH y MnN, al aumentar n, RR aumenta significativamente. Este resultado concuerda con estudios previos sobre heterouniones basadas en otros materiales 2D [44-46].

Comparando curvas I-V y RR entre los tres tipos en Fig. 3, encontramos que la variación de curvas I-V y RR para MnH y M'iH tienen tendencias similares. Sin embargo, las de MnN son significativamente diferentes. Para explicar la diferencia en propiedades de transporte, calculamos los espectros de transmisión bajo sesgo cero mostrados en Fig. 4, donde se acompañan las estructuras de bandas de electrodos izquierdo y derecho. De estos espectros, se ve que todas las uniones tienen un hueco de transmisión cerca del nivel de Fermi, denotado por línea discontinua magenta. La razón del hueco de transmisión es que la estructura de bandas del electrodo derecho tiene un hueco cerca del nivel de Fermi. Así, las estructuras de bandas de electrodos izquierdo y derecho no coinciden, cerrando el canal de transporte, y los electrones del electrodo izquierdo no alcanzan el derecho. Este es el origen físico de la corriente débil a bajo sesgo. Adicionalmente, la comparación de Fig. 4a,b y Fig. 4a,c muestra que los espectros de transmisión de MnH y M'iH bajo sesgo cero tienen tendencias similares; sin embargo, las tendencias de MnH y MnN son bastante diferentes. Esto está determinado por el grado de coincidencia de las estructuras de bandas de electrodos izquierdo y derecho cerca del nivel de Fermi. La cinta metálica izquierda de M'iH cambia de Z αBNR a 1H-Z αBNR comparado con MnH. El grado de coincidencia entre electrodos cerca del nivel de Fermi permanece casi inalterado. Sin embargo, para MnN, la cinta semiconductora derecha cambia de 2H-Z αBNR a N-Z αBNR comparado con MnH. La banda prohibida aumenta de 0,43 eV a 1,0 eV, resultando en disminución del grado de coincidencia de electrodos izquierdo y derecho cerca del nivel de Fermi. Por tanto, las propiedades de transporte de MnH y M'iH son casi iguales, mientras MnH y MnN son obviamente diferentes. Este resultado indica que cambiar la cinta metálica izquierda tiene poco efecto en propiedades de transporte; sin embargo, cambiar la cinta semiconductora derecha tiene gran influencia.

Para entender mejor el comportamiento de rectificación, calculamos espectros de transmisión en varios sesgos, como muestra Fig. 5, donde la parte superior/inferior muestra espectros bajo sesgo positivo/negativo. Según la fórmula Landauer-Büttiker, la corriente en la unión está directamente relacionada con el área integrada del espectro de transmisión dentro de la ventana de sesgo [47-49]. En Fig. 5, los tres modelos tienen tendencia común: en la ventana de sesgo, el área integrada del espectro de transmisión disminuye al aumentar el número de celdas primitivas en la parte semiconductora. Por esto la corriente disminuye al aumentar celdas en la porción semiconductora, como en Fig. 3. Fig. 5a muestra espectros de MnH a ±0,3 V. Para M1H, el área integral en ventana de sesgo a 0,3 V es solo ligeramente mayor que a -0,3 V. Por tanto, la corriente a 0,3 V es solo ligeramente mayor que a -0,3 V, y RR es solo 3 a sesgo 0,3 V. Sin embargo, para M5H y M10H, el área integral bajo sesgo positivo es significativamente mayor que bajo negativo. Esto conduce a corriente mayor bajo sesgo positivo y RR mucho mayor que M1H. Fig. 5b muestra espectros de M'iH a ±0,3 V. Los espectros en ventana de sesgo son casi iguales a MnH. Por tanto, bajo mismo voltaje, corriente y RR de M'iH y MnH son casi iguales [ver Fig. 3b, e]. Los espectros de MnN a ±0,9 V se muestran en Fig. 5c. Como los coeficientes de transmisión en ventana de sesgo son muy pequeños, amplificamos los espectros en la ventana y los adjuntamos como inserto en esquina inferior derecha de Fig. 5c. La tendencia del espectro de M1N es similar a M1H y M'1H. Por tanto, RR de M1N también es pequeño. Para M5N y M10N, el área integral bajo sesgo positivo es mucho mayor que bajo negativo. Por tanto, comparado con M1N, las características asimétricas de estas curvas I-V son más obvias, implicando gran razón de rectificación. Cabe mencionar que RR de M10N alcanza 240, la mejor entre los tres tipos.

Para explicar intuitivamente el espectro de transmisión en Fig. 5, mostramos el autoestado de transmisión de M5H y M'5H a V=0,3 V, E=-0,15 eV y V=-0,3 V, E=0,15 eV en Fig. 6a y b. Y el autoestado de M5N a V=0,9 V, E=-0,45 eV y V=-0,9 V, E=0,45 eV en Fig. 6c [15, 16, 49]. El análisis de autoestado de transmisión se obtiene combinando linealmente estados de Bloch propagantes ∑_mC_a,mψ_m. C_a,m deriva de la diagonalización de la matriz de transmisión: ∑_nT_mnC_a,n = λ_aC_a,m, donde λ_a es el autovalor de transmisión. Como se ve en Fig. 6, para todas las heterouniones, el autoestado bajo sesgo negativo se localiza en la parte metálica (Z αBNR sin pasivar y 1H-Z αBNR). A sesgo positivo, el autoestado se localiza mayormente en la parte izquierda. Sin embargo, forma un canal de transmisión en la heterounión. Los electrones pueden transferirse del electrodo izquierdo al derecho. Por tanto, en la ventana de sesgo, el coeficiente de transmisión bajo sesgo positivo es mayor que bajo negativo. Comparando Fig. 6a con b, los autoestados de M'5H y M5H son solo ligeramente diferentes. Así, M'5H y M5H tienen coeficientes de transmisión casi iguales en la ventana de sesgo. Además, para M5N, al aumentar la banda prohibida de la parte semiconductora, resulta en dispersión electrónica más dramática en la heterounión. Por tanto, solo unos pocos autoestados pueden transmitirse al lado derecho. Esto llevó a que el coeficiente de transmisión de MnN en la ventana de sesgo sea menor que el de los otros dos tipos. Simultáneamente, al mismo sesgo, la corriente de MnN es la menor de los tres tipos.

Finalmente, para explorar más el efecto de las nanocintas izquierda y derecha en propiedades de transporte, Fig. 7 muestra la densidad de estados proyectada (PDOS) de los tres tipos de heterouniones. En Fig. 7a, los espectros PDOS contribuidos por electrodos izquierdos (Z αBNR sin pasivar) de uniones M1H, M5H, M10H se solapan cerca del nivel de Fermi. Esto indica que el PDOS del electrodo izquierdo apenas se ve afectado por la extensión de la nanocinta semiconductor (2H-Z αBNR) en la región central de dispersión. Sin embargo, los espectros PDOS del electrodo derecho (2H-Z αBNR) tienen un hueco cerca del nivel de Fermi, causado por la banda prohibida cerca del nivel de Fermi del electrodo derecho [ver Fig. 3c]. Afectados por la extensión de la región intermedia 2H-Z αBNR, los espectros PDOS de electrodos derechos de M1H, M5H, M10H difieren mucho en el rango energético fuera de la banda prohibida. Como no hay diferencia esencial entre electrodos para M'iH y MnH (el derecho es el mismo y el izquierdo es metálico), el PDOS de M'iH y MnH son casi iguales cerca del nivel de Fermi, como en Fig. 7a,b. Esta es una razón por la que espectros de transmisión, curvas I-V y RR de MnH y M'iH son similares bajo bajo sesgo [ver Figs. 3 y 5]. En Fig. 7c, presentamos PDOS de MnN. Al aumentar la banda prohibida de la parte semiconductora, el efecto del electrodo izquierdo en propiedades de transmisión se vuelve menor. Por tanto, PDOS se solapan en rango energético mayor cerca del nivel de Fermi. El espectro PDOS del electrodo derecho tiene un hueco en rango (-0,5, 0,5) eV, consistentes con posición del hueco en estructura de bandas N-ZBNR. Del PDOS, concluimos que el electrodo metálico izquierdo tiene poco efecto en propiedades de transporte de la región intermedia. Sin embargo, el electrodo semiconductor derecho es crítico para las propiedades de transporte de la región intermedia.

Conclusiones

En resumen, estudiamos propiedades de transporte de tres tipos de heterouniones basadas en α-borofeno. Encontramos que los tres tipos exhiben comportamiento de rectificación, entre los cuales la razón de rectificación de Z αBNR/N-Z αBNR alcanza hasta 240. Además, al aumentar el número de celdas unitarias en la parte semiconductora central, el efecto de rectificación se vuelve más obvio. El origen del comportamiento de rectificación se revela y discute analizando espectros de transmisión y autoestados bajo sesgo positivo/negativo. El comportamiento de rectificación de las heterouniones depende fuertemente del valor de banda prohibida de las nanocintas en la parte semiconductora. Esta conclusión se confirmó analizando PDOS contribuido por electrodos izquierdo y derecho. Nuestros resultados proporcionan nuevas líneas para el diseño de dispositivos electrónicos rectificadores.

Disponibilidad de Datos y Materiales

El diseño de nanouniones y cálculos computacionales se realizaron con ATK.

Abreviaturas

2D:

Bidimensional

TMD:

Dicálcogenuros de metales de transición

GMR:

Resistencia magnética gigante

NDR:

Resistencia diferencial negativa

DFT:

Teoría de funcional de densidad

Z αBNR:

Nanocintas de α-borofeno con borde zigzag

H:

Átomo de hidrógeno

N:

Átomo de nitrógeno

1H-Z αBNR:

Z αBNRs con borde pasivado por un hidrógeno

2H-Z αBNR:

Z αBNRs con borde pasivado por dos átomos de hidrógeno

N-Z αBNR:

Z αBNRs con átomos de boro en el borde reemplazados por nitrógeno

E_F:

Nivel de Fermi

ATK:

Atomistix ToolKit

NEGF:

Función de Green no equilibrada de Keldysh

PBE:

Perdew-Burke-Ernzerhof

GGA:

Aproximación de gradiente generalizado

BZ:

Zona de Brillouin

I-V:

Curvas corriente-voltaje

RR:

Razón de rectificación

PDOS:

Densidad de estados proyectada

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