De MnBr₂ antiferromagnético a monocapa Mn₃Br₈ ferromagnética: Logrando alta temperatura de Curie y gran MAE

Resumen

Una necesidad apremiante en espintrónica de baja energía son ferromagnetos bidimensionales (2D) con temperatura de Curie por encima de la temperatura del nitrógeno líquido (77 K) y anisotropía magnética considerable. Estudiamos la monocapa Mn₃Br₈ obtenida induciendo vacancia de Mn al 25% en monocapa MnBr₂. Esta configuración defectuosa está diseñada para cambiar la estructura de coordinación del Mn-d⁵ y lograr ferromagnetismo con energía de anisotropía magnética (MAE) considerable. Nuestros cálculos muestran que la monocapa Mn₃Br₈ es un semimetal ferromagnético (FM) con temperatura de Curie de 130 K, MAE grande de -2.33 meV por unidad de fórmula, y momento magnético atómico de 13/3 μB para el átomo de Mn. Además, la monocapa Mn₃Br₈ mantiene FM bajo pequeña tensión biaxial, con temperatura de Curie de 160 K bajo 5% de tensión compresiva. Tanto la tensión biaxial como el dopaje de portadores aumentan el MAE, contribuido principalmente por la energía de anisotropía magneto-cristalina (MCE). Nuestra estructura defectuosa diseñada de monocapa MnBr₂ proporciona una forma simple pero efectiva de lograr ferromagnetismo con gran MAE en materiales 2D.

Introducción

La espintrónica, explotando el espín del electrón y el momento magnético asociado, ha atraído amplia atención en las últimas décadas por sus ventajas únicas sobre dispositivos basados en carga. La reciente realización de ferromagnetos 2D con orden magnético de largo alcance a temperatura finita es de gran importancia para espintrónica a nanoescala e inspira tremendo esfuerzo en investigación y fabricación de ferromagnetos 2D.

Los primeros dos ferromagnetos 2D de espesor atómico se lograron en 2017: monocapa CrI₃ y bicapa Cr₂Ge₂Te₆. Desafortunadamente, ambas temperaturas de Curie son inferiores a 77 K, limitando aplicaciones realistas. Además de la temperatura de Curie, anisotropía magnética considerable y momento magnético son indispensables para aplicación práctica. Gran MAE implica beneficio para el orden magnético contra fluctuaciones térmicas y posibilidad de reducir tamaño de grano por bit de información; MAE pequeño puede resultar en superparamagnetismo en lugar de ferromagnetismo. Gran momento magnético proporciona mayor sensibilidad, eficiencia y densidad para espintrónica. Elementos pesados tienden a aportar gran MAE debido a su fuerte acoplamiento espín-órbita (SOC). Una serie de materiales 2D FM compuestos de elementos pesados se han predicho con gran MAE, como CrI₃, CrAs, CrSeI, CrSiTe₃, CrWI₆, monocapas FeBr₂ y FeI₂. Adicionalmente, el momento magnético local en átomo de Mn de MXenes Mn₂NF₂ y Mn₂N(OH)₂ es 4.5 μB por átomo Mn, el mayor entre materiales 2D FM reportados.

Desde que la monocapa CrI₃ se sintetizó con éxito, los haluros de metales de transición han atraído mucha atención. El efecto Seebeck de espín se observó en bicapa MnF₂; pocas capas de CrI₃ se implementaron en uniones de túnel magnético (MTJ); monocapa NiCl₃ se predijo como semiconductor sin brecha de espín (SGS) de Dirac. Particularmente, la monocapa MnBr₂ es antiferromagnética con MAE de 0.25 meV perpendicular al plano según cálculos de primeros principios; iones Mn²⁺ están en estado de alto espín d⁵ con momento magnético de 5 μB. Estos resultados implican el potencial de MnBr₂ como monocapa ferromagnética con gran momento magnético. El problema clave es cómo convertir el acoplamiento antiferromagnético entre iones Mn en ferromagnético.

Se observó densidad significativa de vacancias de Mn experimentalmente en películas delgadas de LaMnO₃, y la concentración de defectos puede controlarse regulando deliberadamente el proceso de síntesis mediante irradiación de partículas de alta energía o grabado químico. En este contexto, diseñamos la monocapa Mn₃Br₈ induciendo vacancia simple de Mn en monocapa MnBr₂. La vacancia cambia la estructura de coordinación del átomo Mn y rompe la configuración d⁵, lo que puede convertir el acoplamiento antiferromagnético en ferromagnético y aportar gran MAE debido al átomo pesado Br. Como esperábamos, la monocapa Mn₃Br₈ es FM y tiene MAE grande de -2.33 meV por unidad de fórmula, el momento magnético para cada átomo Mn es 13/3 μB. Considerando la fácil introducción de tensión mediante sustratos flexibles, sustratos elásticos, aprovechando desajuste de expansión térmica, etc., y el control efectivo de polarización de espín mediante dopaje electrostático, también estudiamos la monocapa Mn₃Br₈ bajo tensión biaxial y dopaje de portadores. Nuestros resultados muestran que la monocapa Mn₃Br₈ mantiene FM con temperatura de Curie aumentando bajo pequeña tensión biaxial. Además, tanto tensión biaxial como dopaje de portadores pueden aumentar el MAE.

Métodos computacionales

Todos los cálculos se realizaron mediante teoría del funcional de densidad (DFT) con polarización de espín, implementada en el paquete de simulación ab-initio de Viena (VASP). Las interacciones entre electrones y núcleos se describieron con el método de onda aumentada proyectada (PAW), y las interacciones de intercambio-correlación electrónica con el funcional Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) dentro de la aproximación de gradiente generalizado (GGA). Se adoptaron términos Hubbard U para calcular interacciones fuertemente correlacionadas; un parámetro efectivo de interacción coulombiana en el sitio (U) de 4 eV y energía de intercambio (J) de 1 eV, adoptados para estudiar materiales 2D incorporados con Mn, se usaron para electrones Mn-d. La integración de la zona de Brillouin se realizó con malla k 9×9×1 basada en el esquema Monkhorst-Pack. Los espectros fonónicos se calcularon usando el código Phonopy implementado en VASP. Se añadió espacio de vacío de 20 Å perpendicular a la superficie de la monocapa para evitar interacción entre capas adyacentes. La energía de corte para la base de onda plana se estableció en 500 eV. Los criterios de convergencia para energía total y fuerza se establecieron en 1×10⁻⁶ eV y 0.01 eV/Å, respectivamente.

Resultados y discusión

Energía de exfoliación, estado fundamental y estabilidad de la monocapa MnBr₂

Las constantes de red optimizadas de MnBr₂ masivo son a = b = 3.95 Å, consistentes con resultado experimental previo (a = b = 3.87 Å). Primero exploramos la factibilidad de exfoliar monocapa MnBr₂ del MnBr₂ masivo. La Fig. 1a presenta el método conocido y aprobado para calcular energía de exfoliación. Específicamente, la energía de exfoliación se obtuvo calculando la variación de la energía total del estado fundamental respecto a la distancia de separación d entre las dos partes fracturadas (Fig. 1b), fijando las constantes de red a y b como valores del estado de equilibrio del MnBr₂ masivo. Las interacciones vdW de largo alcance entre capas se describieron con el esquema DFT-D2 de Grimme. La energía total aumenta con la distancia de separación y luego converge lentamente (Fig. 1b). La energía de exfoliación calculada es 0.10 J/m², menor que la de grafito (0.35 J/m²), demostrando factibilidad de obtener monocapa MnBr₂ mediante exfoliación micro-mecánica.

La monocapa MnBr₂ tiene simetría C₃v (Fig. 1c); cada átomo Mn está rodeado por 6 átomos Br vecinos, formando una unidad octaédrica [MnBr₆]⁴⁻. Se consideraron tres configuraciones magnéticas posibles: no magnética (NM), ferromagnética (FM) y antiferromagnética (AFM). Se consideraron estados de alto y bajo espín del ion Mn. Nuestros resultados muestran que iones Mn de estado FM están en bajo espín con configuración d¹, mientras iones Mn en estado AFM están en alto espín con configuración d⁵. El estado fundamental de monocapa MnBr₂ es AFM, más estable que NM y FM por 3.91 eV y 0.72 eV por unidad de fórmula, respectivamente. El MAE es 0.25 meV, valor positivo indicando eje de magnetización fácil perpendicular al plano, de acuerdo con resultado previo. Las constantes de red optimizadas son a = b = 3.95 Å, iguales al MnBr₂ masivo. La longitud de enlace Mn-Br es 2.73 Å, y la distancia vertical entre los dos planos de halógenos es 3.03 Å.

La estabilidad de la monocapa MnBr₂ se investigó calculando energía de formación, espectro fonónico y constantes elásticas. La energía de formación se calcula como: E_form = E_MnBr₂ - E_Mn - 2E_Br, donde E_MnBr₂ es energía de monocapa MnBr₂, E_Mn y E_Br son energías de átomos Mn y Br en sus estructuras masivas. El E_form calculado es -1.87 eV por átomo; valor negativo significa formación exotérmica y monocapa MnBr₂ energéticamente favorable. Además, el espectro fonónico calculado (Fig. 1d) no muestra frecuencia negativa en toda la zona de Brillouin, indicando estabilidad dinámica. Las constantes elásticas calculadas cumplen criterios de Born-Huang (C₁₁ > 0, C₁₁C₂₂ - C₁₂² > 0, C₆₆ > 0), confirmando estabilidad mecánica. La rigidez planar calculada es 26.98 J/m², ~75% de MnPSe₃ (36 J/m²) y 15% de monocapa MoS₂ (180 J/m²). La monocapa MnBr₂ demuestra mayor flexibilidad y capacidad de sostener mayor tensión de tracción comparado con MoS₂ (11%), atribuible a enlaces iónicos frente a covalentes de MoS₂.

La estructura de banda electrónica (Fig. 1e) indica que monocapa MnBr₂ es semiconductor con brecha directa de 3.35 eV. Tanto el máximo de banda de valencia (VBM) como mínimo de banda de conducción (CBM) están en punto Γ. Para entender estructuras electrónicas, se presenta densidad de estados proyectada (DOS) para orbitales Mn-d y Br-p (Fig. 1f). Los cinco orbitales d de ion Mn se dividen en a(d_z²), e₁(d_xz + d_yz), e₂(d_xy + d_x²-y²) según simetría C₃v. El análisis de carga Bader sugiere que cada átomo Mn dona dos electrones a dos átomos Br vecinos. Así, los cinco orbitales d en un canal de espín están completamente ocupados por cinco electrones d de iones Mn²⁺. Correspondientemente, los dos iones Mn²⁺ en la celda unitaria están en estado d⁵ de alto espín con momento magnético 5 μB/-5 μB, iones Br⁻ en estado de bajo espín 4p⁶ con momento magnético despreciable -0.02 μB. Según regla Goodenough-Kanamori-Anderson (GKA), tal configuración siempre proporciona acoplamiento antiferromagnético.

Estabilidad, propiedades electrónicas y magnéticas de monocapa Mn₃Br₈

Se introdujo vacancia de Mn para romper configuración d⁵ de iones Mn²⁺. Vacancia simple de Mn en supercelda 2×2×1 de monocapa MnBr₂ da monocapa Mn₃Br₈. Como muestra Fig. 3a, cada átomo Mn tiene cuatro vecinos Mn más cercanos y se une a seis átomos Br, formando unidad [MnBr₆] octaédrica distorsionada. Se consideraron cinco estados magnéticos (NM, FM, FIM, AFM-1, AFM-2) mostrados en Fig. 4. Nuestros resultados indican que estado FM es el fundamental, más estable que los otros cuatro por 9.84 eV, 32.90 meV, 129.85 meV y 97.65 meV por unidad de fórmula, respectivamente. La constante de red optimizada sigue siendo 3.95 Å. Diferente de monocapa MnBr₂, Mn₃Br₈ tiene 2 tipos de enlaces Mn-Br (Fig. 3b). Enlaces entre átomo Mn y dos átomos Br centrales (d_Mn-Br1,2) son 2.76 Å, mientras otros enlaces Mn-Br (d_Mn-Br3,4,5,6) son 2.59 Å. La distancia vertical entre los dos planos de halógenos es 3.33 Å.

Para verificar factibilidad de inducir vacancia de Mn, calculamos energías de formación de vacancia bajo ambientes rico en Mn y rico en Br mediante ecuaciones. Las energías de formación bajo ambientes rico en Mn/rico en Br son 6.30/0.71 eV por vacancia de Mn, indicando que formación es energéticamente más favorable bajo ambiente rico en Br. De hecho, vacancia de S se ha logrado experimentalmente en monocapa MoS₂, y energía de formación predicha bajo ambiente rico en S es 2.35 eV. Además, estructurar nano-arquitectura porosa como β-FeOOH/PNGNs (redes de grafeno dopado con nitrógeno poroso) puede inducir vacancia significativa de Fe, y método Bridgman se adoptó para inducir ordenación de vacancia de Fe. Esperamos que estos métodos sean aplicables para inducir vacancia de Mn. Además, no se encontró frecuencia negativa en espectro fonónico de monocapa Mn₃Br₈ (Fig. 5a), probando estabilidad dinámica. Estos resultados aprueban nuestro diseño de introducir vacancia de Mn para lograr ferromagnetismo.

El ferromagnetismo de monocapa Mn₃Br₈ atribuye a interacción de superintercambio FM. Según regla GKA, superintercambio entre iones Mn es FM cuando ángulo Mn-Br-Mn es ~90°. En tal configuración, orbital Mn-d tiende a acoplar antiferromagnéticamente con diferentes orbitales Br-p ortogonales, y así el acoplamiento magnético indirecto Mn-Mn se espera FM. Pero si cada ion Mn tiene 5 electrones desapareados como monocapa MnBr₂, superintercambio es AFM aunque ángulo Mn-Br-Mn esté cerca de 90°, porque no hay orbitales Mn-d spin-up vacíos en monocapa MnBr₂ y electrones d spin-up no pueden saltar entre sitios Mn vecinos. Existen dos caminos de superintercambio en Mn₃Br₈ (Fig. 3a), ambos FM. Uno involucra átomos Br1,2 centrales con longitudes de enlace Mn-Br 2.76 Å y ángulos Mn-Br-Mn 87.5°; el otro involucra átomos Br3,4,5,6 con longitud Mn-Br 2.59 Å y ángulos 95°. Las interacciones hibridas p-d entre orbitales p de Br3,4,5,6 y orbitales d Mn son más fuertes que las involucrando Br1,2, como muestra Fig. 5c, particularmente de -2 eV a -1.4 eV. De 1.4 a -0.9 eV, la hibridación p-d involucrando Br1,2 domina.

El análisis de carga Bader sugiere que cada átomo Mn dona 8/3 electrones a átomos Br vecinos. Así, iones Mn están en estado Mn^(8/3+). Como muestra Fig. 5c, los 13/3 electrones de cada ion Mn llenan canal spin-up de orbital d, mientras iones Br⁻ están en estado de bajo espín 4p⁶. Así, momento magnético de cada ion Mn^(8/3+) es 13/3 μB; momentos de iones Br⁻ son despreciables. Inducir ferromagnetismo por vacancia también se observa en sistemas d⁰ como ZnS y ZnO, donde vacancia simple puede inducir momento magnético de 2 μB. Para cada ion Mn, 2/3 orbital d está desocupado; canales spin-up de e₁ y e₂ están parcialmente ocupados y cruzan nivel de Fermi, resultando en semimetalicidad. El carácter semimetálico también se observa en estructura de banda electrónica resuelta por espín (Fig. 5b). Canal spin-up es metálico, mientras spin-down es semiconductor con brecha indirecta de 2.97 eV; VBM/CBM en M/Γ. El valor de brecha es cercano a MnP (2.86 eV), MnAs (2.92 eV), Ni₂NO₂ (2.98 eV), suficiente para prevenir inversión de espín excitada térmicamente. Comparado con monocapa MnBr₂, tanto VBM como CBM del canal semiconductor se acercan más al nivel de Fermi. CBM sigue dominado por átomos Mn, mientras VBM dominado por nuevos átomos Br1,2. El canal semiconductor pasa de directo a indirecto, y brecha se reduce. Fenómeno similar se observó en monocapa MnCl₂ con funcionalización H.

Las direcciones de magnetización se determinan por energía de anisotropía magnética (MAE). MAE de sólidos surge de dos contribuyentes: energía magneto-cristalina (MCE) relacionada con acoplamiento espín-órbita (SOC) y energía de anisotropía dipolar magnética (MDE) atribuida a interacción dipolo-dipolo magneto-estática. MDE en materiales 3D isótropos como Fe bcc y Ni fcc es muy pequeña. Pero para materiales de baja dimensión compuestos de átomos de metales de transición con gran momento magnético, MDE no debe ignorarse. MCE se define como diferencia entre energía de magnetización en direcciones in-plane (100 o 010) y out-of-plane (001) considerando SOC. MDE se obtiene como diferencia de E_d entre magnetizaciones in-plane y out-of-plane. E_d en unidades atómicas de Rydberg se da por ecuación. En material 2D, ya que todos R e i son in-plane, el segundo término sería cero para magnetización out-of-plane, resultando M_ij positivo, mientras M_ij negativo para magnetización in-plane. Por tanto, MDE se relaciona con momento magnético de metal de transición y siempre prefiere magnetización in-plane.

El MCE calculado para monocapa Mn₃Br₈ es -1.90 meV por unidad de fórmula (Fig. 6a), mucho mayor que Fe masivo (0.001 meV/átomo) y Ni (0.003 meV/átomo), y mayor que monocapa Fe en Rh (111) (0.08 meV/átomo), sugiriendo que magnetización de monocapa Mn₃Br₈ es térmicamente estable. La relación entre MCE y ángulo azimutal se describe por ecuación MCE(θ) = A cos²θ + B cos⁴θ. El resultado de ajuste se muestra en material suplementario. La evolución de MCE con eje de rotación a través de todo el espacio se ilustra en Fig. 6b. MCE en plano xy no muestra diferencia, pero alcanza valor máximo perpendicular al plano xy, confirmando fuerte anisotropía magnética. El MDE es -0.43 meV por unidad de fórmula, y MAE (MCE + MDE) es -2.33 meV por unidad de fórmula. Valor negativo indica eje de magnetización fácil en direcciones in-plane. MDE no cambia dirección de magnetización, pero la realza. Además, MAE de Mn₃Br₈ es mucho mayor que MnBr₂, probando efectividad de nuestro diseño.

Calculamos T_c para monocapa Mn₃Br₈ FM mediante simulaciones Monte Carlo (MC) basadas en modelo Heisenberg, método probado efectivo para predecir T_c en materiales 2D. Nuestro T_c estimado para monocapa CrI₃ es 42 K, acordando bien con valor experimental medido y cálculos previos, probando precisión de nuestro método. El Hamiltoniano de espín incluyendo interacción magnética de vecinos más cercanos (NN) se describe. El parámetro de acoplamiento magnético J se calcula vía diferencia de energía entre estados AFM y FM. J calculado de iones Mn NN es 1.01 meV; valor positivo indica preferencia de acoplamiento FM. J calculado y supercelda 100×100×1 con 20,000 vectores de momento magnético se usaron para simulaciones MC. Simulaciones a cada temperatura duran 10⁵ pasos. Cada vector rota aleatoriamente en todas direcciones. Fig. 5d muestra evolución de calor específico C_v con temperatura, de donde obtuvimos T_c de 130 K para monocapa Mn₃Br₈ localizando pico de C_v, superior a temperatura de nitrógeno líquido (77 K), y T_c de CrI₃ (45 K), Cr₂Ge₂Te₆ (28 K), CrX₃ (X=F, Cl, Br) (36-51 K), CrXTe₃ (X=Si, Ge) (35.7 K, 57.2 K). Nuestros cálculos demuestran que monocapa FM Mn₃Br₈ tiene gran MAE y temperatura de Curie superior a nitrógeno líquido.

Monocapa Mn₃Br₈ bajo tensión biaxial y dopaje de portadores

La ingeniería de tensión se ha probado aplicable a muchos materiales 2D, efectiva para alterar parámetros estructurales como longitudes y ángulos de enlace, y sintonizar propiedades electrónicas y magnéticas. Investigamos monocapa Mn₃Br₈ bajo tensión biaxial de -5% a 5%. Resulta que monocapa Mn₃Br₈ bajo tensión biaxial -5% a 5% mantiene FM y momento magnético atómico apenas cambia. Como muestran Figs. 7a y c, ángulos entre dos átomos Mn y átomos Br1,2 (θ_Mn-Br1,2-Mn) son 84°-90°, aumentando con tensión y acercándose a 90°. Ángulos Mn-Br-Mn involucrando átomos Br3,4,5,6 (θ_Mn-Br3,4,5,6-Mn) se desvían gradualmente de 90°, de 90° a 100°. Así, interacciones de superintercambio entre iones Mn mediadas por diferentes orbitales Br-p ortogonales siguen siendo FM.

Tanto distancias Mn-Mn como Mn-Br aumentan monótonamente al cambiar tensión de -5% a 5%. Correspondientemente, parámetro de intercambio bajo tensión biaxial (Fig. 8a) disminuye con tensión de -5% a 5% y alcanza valor máximo (1.18 meV) bajo -5% tensión biaxial. La temperatura de Curie bajo -5% tensión biaxial es 160 K (Fig. 9a). Particularmente, enlaces Mn-Br bajo tensión de tracción creciente se alargan, y ángulos Mn-Br3,4,5,6-Mn se desvían de 90°, razones principales por las que interacción de superintercambio FM se debilita. Consecuentemente, temperatura de Curie disminuye. Similar a monocapas CrPTe₃ y FePS₃. Además, MDE disminuye con tensión creciente; MAE bajo -1% tensión biaxial es el mayor (-3.04 meV). La tensión -5% a 5% no causa gran deformación estructural, y morfología de estructuras de banda apenas cambia. Monocapa Mn₃Br₈ sigue siendo semimetálica. Tanto VBM como CBM en canal semiconductor se mueven ligeramente hacia mayor energía (Figs. 8c y 10); brecha aumenta lentamente con tensión a 3.12 eV bajo 5% tensión.

Dopaje electrón/hueco siempre lleva a VBM/CBM alejándose del nivel de Fermi. Nuestros cálculos muestran que monocapa Mn₃Br₈ con dopaje -1 a 1e (~1.7×10¹⁴ cm⁻²) por unidad de fórmula sigue FM; momento magnético atómico de cada ion Mn sigue 13/3 μB. Como muestran Fig. 7b y d, con dopaje -1e a 1e por unidad de fórmula, ángulos Mn-Br-Mn involucrando Br3,4,5,6 son ~90°-98°; ángulos Mn-Br1,2-Mn ~88°-90°. Distancias Mn-Mn y Mn-Br1,2 aumentan con dopaje electrónico creciente. Monocapa Mn₃Br₈ con 0.2e y 0.4e dopaje tiene mayor parámetro de intercambio magnético (Fig. 8a). Temperatura de Curie a 0.2e dopaje electrónico es máxima de 140 K (Fig. 9b). Además, con dopaje -1e a 0.2e, MAE está en direcciones in-plane; MDE disminuye con dopaje electrónico creciente. Bajo 0.4e dopaje, MCE se vuelve positivo con valor 0.41 meV por unidad de fórmula; MAE solo 0.01 meV considerando MDE. Con 0.6e, 0.8e y 1e dopaje, PMA (energía de anisotropía magnética perpendicular) es 1.70, 2.42 y 5.13 meV, respectivamente, lo suficientemente grande para aplicaciones espintrónicas (Fig. 8b).

Adicionalmente, monocapa Mn₃Br₈ con dopaje -1e a 1e por unidad de fórmula mantiene semimetalicidad. Su brecha en canal semiconductor aumenta/disminuye ligeramente con dopaje electrónico/hueco creciente (Fig. 8d); posiciones de VBM y CBM no cambian. Excepcionalmente, monocapa Mn₃Br₈ se vuelve semiconductor sin brecha de espín (SGS) FM con canal metálico abriendo pequeña brecha de energía (0.07 eV) bajo -0.6e y -0.8e dopaje hueco; su nivel Fermi se ubica en región de brecha (Fig. 11b, c). Correspondientemente, electrones pueden excitarse fácilmente de banda de valencia a conducción con pequeña energía, produciendo simultáneamente portadores electrón y hueco 100% polarizados en espín. Temperatura de Curie a -0.6e y -0.8e dopaje hueco es 110 K (Fig. 9c, d), superior a nitrógeno líquido (77 K). Considerando que modulación de densidad de carga 10¹³-10¹⁵ cm⁻² ya se logró experimentalmente, nuestras propiedades predichas de monocapa Mn₃Br₈ con dopaje de portadores son experimentalmente accesibles.

Conclusiones

En resumen, se investigaron cuidadosamente estabilidad, propiedades electrónicas y magnéticas de monocapa Mn₃Br₈. Nuestros resultados muestran que monocapa Mn₃Br₈ es semimetal FM con temperatura de Curie 130 K y brecha 2.97 eV para canal semiconductor spin-down. Momento magnético de cada ion Mn es 13/3 μB; MAE es -2.33 meV por unidad de fórmula. Monocapa Mn₃Br₈ se diseña induciendo vacancia simple de Mn en supercelda 2×2×1 de monocapa MnBr₂ para romper configuración d⁵ de acoplamiento AFM. Factibilidad de formar vacancia Mn y estabilidad dinámica, mecánica de Mn₃Br₈ se confirmaron exhaustivamente. Además, monocapa Mn₃Br₈ bajo tensión biaxial -5% a 5% sigue siendo semimetal FM con brecha 2.71-3.12 eV para canal semiconductor, cuya temperatura de Curie bajo -5% tensión es 160 K. Tanto tensión biaxial como dopaje de portadores aumentan MAE, volviéndose perpendicular al plano bajo dopaje electrónico. Con 0.8e y 0.6e dopaje hueco, monocapa Mn₃Br₈ se vuelve semiconductor sin brecha de espín (SGS) con brecha 0.07 eV. Nuestros cálculos demuestran monocapa Mn₃Br₈ como semimetal FM con alta temperatura de Curie, gran MAE y gran momento magnético, y propiedades electrónicas y magnéticas ajustables bajo tensión biaxial y dopaje de portadores aplicados.