基于α-硼烯纳米带边缘钝化的异质结整流性能

介绍

在过去的几十年里，大量的二维 (2D) 材料，包括石墨烯 [1, 2]、硅烯 [3, 4]、过渡金属二硫属元素化物 (TMD) [5, 6] 和磷烯 [7, 8 ]，由于其独特的性质而被广泛研究。特别是，这些二维材料展示了一些有趣的电子传输行为，例如巨磁电阻 (GMR) [9, 10]、负微分电阻 (NDR) [11, 12]、自旋滤波 [13, 14] 和整流 [15] , 16]，因此在纳米级电子设备中具有潜在的应用。最近，一些研究也表明二维材料在纳米级热电器件中具有广阔的应用前景[17-20]。随后，基于二维材料的横向异质结的研究成为一个重要课题。并且一些理论研究表明横向异质结在场效应晶体管和互补金属氧化物半导体技术中具有潜在的应用[21, 22]。此外，已经在实验中制备了具有原子厚度的横向异质结 [23, 24]。这些成就激发了进一步探索由更合适的二维材料制成的横向异质结的努力。

最近，在石墨烯和硅烯之后，硼烯单层也受到了广泛的关注 [25-28]。理论研究预测，单层硼片可以稳定存在于金属基体上，这为后续观察所证实[29, 30]。到目前为止，已经通过在Ag（111）衬底上外延生长获得了许多二维硼结构，例如β 12-, χ 3-, δ 6-硼烯和蜂窝状硼烯 [31-34]。理论研究指出，通过引入六边形孔可以提高硼片的稳定性[35]。 DFT 计算表明，具有“六边形孔密度”（η ) 的 1/9，命名为 α −borophene [35, 36]，在能量方面是有利的。进一步，锯齿形边缘α -硼烯纳米带（Z α BNR）通过不同的边缘修改表现出金属或半导体行为[37]。因此，硼烯纳米结构的电子传输特性仍有待进一步探索，尽管已经对电子结构、机械和热性能进行了大量研究[25-28]。

在这项工作中，我们研究了由锯齿形边缘 Z α 制成的异质结的传输特性 BNR。我们构建了三种类型的面内金属-半导体横向结。我们发现由于散射区域中存在界面以及左右两侧的不对称性，所有结都在低偏置状态下表现出整流行为。此外，随着结的半导体部分中原始细胞数量的增加，结的整流效果变得明显。结的传输特性强烈依赖于右侧的半导体纳米带。这种现象可以归因于半导体部件费米能级附近的带隙。当带隙增大时，电子通过结的概率变小，导致结电流减小，整流比增大。特别是M10N结的整流率可以达到240左右，与之前研究的以石墨烯为电极的异质结相当，表明它在整流器件中具有潜在的应用[38]。本文的结构如下。在“模型和计算方法”部分，我们描述了计算细节。在“结果和讨论”部分，我们介绍了所提议的连接点的传输特性。最后，我们在“结论”部分总结了我们的结果。

模型和计算方法

所考虑的 Z α 的晶胞 没有或有最外边缘顶点修改的 BNR 显示在图 1 的上部，其中 (a) 表示未钝化的 Z α BNR, (b–d) 对于 Z α 电池最外缘硼原子被一个氢 (H)、两个 H 原子钝化并被一个氮 (N) 原子取代的 BNR，命名为 1H-Z α BNR, 2H-Z α BNR 和 N-Z α BNR，分别。随后在图 1 的下部显示了它们相应的电子能量色散，从中我们可以识别带状结构的差异。从图 1a 可以看出，本征原始 Z α 的几个带 BNR 越过费米能级 (E F )，表现出金属特性。对于 1H-Z α BNR，由于部分悬挂键被 H 原子饱和，E 附近的带数 F 小于未钝化的那些，并且还表现出金属行为。对于 2H-Z α BNR，然而，E F 由于边缘的悬空键被两个 H 原子饱和，因此移动到键带和反键带之间的间隙。因此，2H-Z α BNR 是一种在 Γ 处具有 0.43 eV 直接带隙的半导体 - 点如图 1c 所示。我们提到我们这里的 H 钝化带的能带结构结果与之前的数值计算非常吻合 [37]。此外，如图 1d 所示，N-Z α 的能带结构 BNR 表明它是一种具有 1.0 eV 间接带隙的半导体。这可能是由于 N 取代了边缘的 B 原子位置，从而带来了足够的电子来填充键合轨道。

a 的晶胞几何形状（上）和能带结构（下） 未钝化 Z α BNR，b 1H-Z α BNR，c 2H-Z α BNR 和 d N-Z α BNR，其中费米能级设置为零，粉色、品红色和白色球体分别代表硼、氮和氢原子

我们基于上述 Z α 建立了三种金属/半导体横向异质结模型 BNR。每个模型结分为三个部分：左电极、右电极和中心散射区。结的几何结构，如图 2 所示，其中左电极始终为半不定长长裸未钝化 Z α BNR 或 1H-Z α BNR，右侧电极是半导体 2H- 或 N-Z α BNR。然而，特别是三个结的中心散射区域是一个 Z α BNR 单元与 n 耦合 (n =1, 2, 5, 8, 10) 2H-Z α 的晶胞 BNR, a 1H-Z α BNR 加上 n 2H-Z α 细胞 BNR 和一个 Z α BNR 单元加上 n N-Z α 细胞 BNR，分别。同样，我们相应地将它们命名为 Mn H, M'n H 和 Mn N 个结点，分别如图 2a-c 所示。值得注意的是，图 2 仅显示了带有 n 的模型的示意图 =1 和 n 的其他情况 为节省空间省略。

所提出的三种模型连接点的几何结构，其中a 对于 Mn H，b 对于 M'n H 和 c 对于 Mn N，其中 n 表示中心散射中半导体部分的晶胞数。大（蓝色）虚线框表示中心散射区域，其中小框表示晶胞

使用软件包 Atomistix ToolKit (ATK)、QuantumWise A /S (www.quantumwise.com) 进行计算，该软件包基于 DFT 结合 Keldysh 非平衡格林函数 (NEGF) [39-41]。广义梯度近似 (GGA) 下的 Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) 泛函用于交换相关势。 Borilliouin 区 (BZ) 使用 1×1×100 Monkhorst-Pack k 采样 -mesh，截止能量设置为 150 Ry。所有异质结的几何结构都被松弛，直到作用在每个原子上的力的绝对值小于 0.01 eV Å ⁻¹ .为了避免周期性图像之间的相互作用，超胞的真空层厚度至少为15 Å。

在偏置电压 V 下通过异质结的电流 由 Landauer-Büttiker 公式计算 [42, 43]

其中 h , e , 和 V 分别是普朗克常数、基本电荷和偏置电压，以及 f L /R (E ,V ) 是左/右电极中的费米-狄拉克分布函数。透射系数计算公式为

其中 G (E ,V ) 和 G ^† (E ,V ) 分别表示滞后和超前格林函数，Γ L (Γ R )为中心散射区与左（右）电极之间的耦合矩阵。

结果与讨论

计算出的电流 - 电压 (I -V ) 异质结曲线 Mn H, M ^′ n H 和 Mn 图 3a-c 中分别显示了 -1.0 至 1.0 V 偏置范围内的 N。从这些我 -V 曲线，我们可以清楚地看到，随着正偏置的增加，三种类型的结中的电流都迅速增加。然而，随着负偏压的增加，通过结的电流增加得更慢。 我 -V 曲线在整个偏置下具有明显的不对称特性，这意味着结在偏置范围内具有整流行为。异质结中的整流效应主要是由于左右两侧不同纳米带的不对称性和中心散射区界面的形成造成的。为了评估整改行为的强度，我们使用 I 的数据 -V 计算整流比 (RR) 的曲线，其定义为 RR (V )=|我 (+V )|/|我 (-V )|, 其中 I (±V ) 表示正负偏压下的电流。计算出的三种连接点 Mn 的 RRs H, M ^′ n H 和 Mn 图 3d-f 中分别显示了 0.1 V -0.5 V 偏置范围内的 N。对于类型 Mn H，M1H 的 RR 在 0.2 V 时仅为 3，而 M10H 在相同的偏置下可以达到 115。类似地，对于 M ^′ n N 型偏置 0.2 V，M ^′ 的 RR 1H 是 3 和 M ^′ 10H 可达 90。此外，对于 Mn 在 N 型中，M1N 的 RR 在 0.3 V 时为 2，而 M10N 的 RR 高达 240。此外，通过仔细观察图 3，我们发现电流和 RR 的大小可以通过改变大小来控制结的半导体部分。具体而言，一方面，随着半导体部分的原电池数量增加，结中的电流减小。另一方面，随着原始细胞数量的增加，RR显着增加。由于异质结的右侧是带隙的半导体纳米带，电子隧穿的概率随着半导体长度的增加呈指数衰减。结果，在 Mn 的异质结中 H, M ^′ n H 和 Mn N，如 n 增加，RR 显着增加。该结果与以往基于其他二维材料的异质结研究结果一致[44-46]。

我 -V 三种异质结的特性和整流率，其中a –c 对应于 I -V 交汇点曲线 Mn H, M ^′ n H 和 Mn N (n =1, 2, 5, 8, 10) 分别在 (− 1,1) V 的偏置范围内。 c 中的插图 是放大的I -V Mn 的曲线 N 在偏置范围内。 d –f 由 I-V 对应计算的整流比 数据

比较I -V 图 3 所示三种异质结的曲线和 RRs，我们发现 I -V Mn 的曲线和 RR H 和 M ^′ n H 也有类似的趋势。然而，那些对于 Mn N 显着不同。为了解释三种结传输特性的差异，我们计算了图 4 所示的零偏压下的透射光谱，其中伴随着左右电极的能带结构。从这些透射光谱可以看出，所有的结在费米能级附近都有一个透射间隙，我们用品红色虚线表示间隙位置。传输间隙存在的原因是右电极的能带结构在费米能级附近有间隙。因此，左右电极的能带结构不匹配，导致传输通道关闭，左电极的电子无法到达右电极。这也是低偏压下弱电流的物理起源。此外，图 4a、b 和图 4a、c 的比较表明 Mn 的透射光谱 H 和 M ^′ n 零偏差下的 H 也有类似的趋势；然而，Mn 的趋势 H 和 Mn N 完全不同。这是由费米能级附近左右电极能带结构的匹配程度决定的。结 M ^′ 左侧金属纳米带 n H 从 Z α 变化 BNR 到 1H-Z α BNR 与 Mn 相比 H、费米能级附近左右电极的匹配度几乎没有变化。然而，对于 Mn N，右侧半导体纳米带由2H-Zα变化 BNR 到 N-Z α BNR 与 Mn 相比 H、带隙从0.43 eV增加到1.0 eV，导致费米能级附近左右电极的匹配度降低。因此，Mn 的输运性质 H 和 M ^′ n H 几乎相同，而 Mn H 和 Mn N明显不同。该结果表明，改变左侧金属纳米带对结的传输特性影响不大；然而，更换合适的半导体纳米带对其影响很大。

左右电极的能带结构，其中费米能级设置为零，品红色虚线表示右侧半导体电极的带隙。异质结在零偏压下的透射光谱a Mn H，b M ^′ n H 和 c Mn N 与 n =1（红色虚线）、5（蓝色虚线）、10（绿色实线）分别对应显示在各图的中间部分

为了进一步了解异质结整流行为的细节，我们计算了几个特定偏置下的透射光谱，如图 5 所示，其中上/下部分显示了正/负偏置下结的透射光谱。根据 Landauer-Büttiker 公式，我们知道结中的电流与偏置窗口内透射光谱的积分面积直接相关[47-49]。从图 5 所示的透射谱可以看出，三类模型具有共同的趋势。在偏置窗口中，透射光谱的积分面积随着半导体部件中原始单元数量的增加而减小。这就是为什么异质结中的电流随着半导体部分中单元数量的增加而减少的原因，如图 3 所示。图 5a 显示了异质结 Mn 的透射光谱 H at ± 0.3 V。对于 M1H，0.3 V 偏置窗口中透射光谱的积分面积仅略大于 − 0.3 V。因此，0.3 V 的电流仅略高于 − 0.3 V，并且RR 在偏置 0.3 V 时仅为 3。然而，对于 M5H 和 M10H，偏置窗口中正偏置下透射光谱的积分面积明显大于负偏置下。这导致M5H和M10H在正偏压下的电流大于负偏压下的电流，RR远大于M1H。图 5b 显示了 M ^′ 的透射光谱 n H at ± 0.3 V。 从图中可以看出，M ^′ 的透射光谱 n 偏置窗口中的 H 与 Mn 几乎相同 H. 因此，在相同的偏置电压下，M ^′ 的电流和RR n H 和 Mn H 几乎相同 [见图 3b、e]。 Mn的透射光谱 图 5c 中显示了 ±0.9 V 下的 N。由于偏置窗口中的透射系数太小，我们放大偏置窗口中的透射光谱并将其作为插图附加到图 5c 的右下方。 M1N 透射谱在偏置窗口中的变化趋势与 M1H 和 M ^′ 相似 1小时。因此，M1N的RR也很小。对于 M5N 和 M10N，偏置窗口中正偏置下透射光谱的积分面积远大于负偏置下的面积。因此，与M1N相比，这些I的不对称特性 -V 曲线更明显。这意味着它们具有大的整流比。值得一提的是，M10N的RR可以达到240，是三种异质结中最好的。

异质结a的透射光谱 Mn H 偏置 ± 0.3 V，b M ^′ n H 在偏置 ± 0.3 V 和 c Mn N 在偏置 ± 0.9 V 与 n 的选择相同 图 4 的线条颜色，其中在每个图中，上/下部分用于正/负偏压下的传输。两条垂直（品红色）实线表示偏置窗口。图 5c 中的插图是偏置窗口中透射光谱的放大

为了更直观地解释图 5 中的透射谱，我们展示了 M5H 和 M ^′ 的透射本征态 5H 在 V =0.3 V，E =− 0.15 eV 和 V =− 0.3 V，E =0.15 eV，分别在图 6a 和 b 中。以及 M5N 在 V 处的传输本征态 =0.9 V，E =− 0.45 eV 和 V =− 0.9 V，E =0.45 eV 如图 6c [15, 16, 49] 所示。传输特征态的分析可以通过线性组合传播的布洛赫态 \(\sum _{m}C_{a,m}\psi _{m}\) 来获得。 C 一 ,米 可以从传输矩阵的对角化导出，即\({\sum \nolimits }_{n}T_{mn}C_{a,n}\)=λ 一 C 一 ,米 , 其中 λ 一 是传输特征值。从图 6 可以看出，对于所有异质结，负偏压下的透射本征态位于金属部分（未钝化 Z α BNR 和 1H-Z α BNR）。在正偏置下，传输本征态主要位于左侧。然而，它在异质结中形成传输通道。电子可以从左电极转移到右电极。因此，在偏置窗口中，正偏置下的传输系数大于负偏置下的传输系数。比较图 6a 和 b，可以看出 M ^′ 的传输本征态 5H 和 M5H 只是略有不同。因此，异质结 M ^′ 5H 和 M5H 在偏置窗口中具有几乎相同的透射系数。此外，对于M5N，由于半导体部分的带隙增加，导致异质结中的电子散射更加剧烈。因此，只有少数传输本征态可以传输到右侧。这导致了 Mn 的透射系数 偏置窗口中的 N 小于其他两种异质结。同时，在相同的偏置下，Mn 的电流 N是三种异质结中最小的一种。

异质结a的传输本征态 M5H 偏置 - 0.3 V 与 E =0.15 eV（上）和偏置 0.3 V 和 E =− 0.15 eV（较低），b M ^′ 5H at − 0.3 V with E =0.15 V 和 E 为 0.3 V =− 0.15 eV 和 c M5N 在偏置 =− 0.9 V 和 E =0.45 eV 和 E 在 0.9 V =- 0.45 eV，分别。等值固定在 0.2 Å ⁻³ e V ⁻¹ 对于所有本征态

最后，为了进一步探索左右纳米带对异质结传输特性的影响，图 7 显示了三种异质结的投影态密度 (PDOS)。从图 7a 中，可以看到左电极（未钝化的 Z α BNR) 结 M1H、M5H 和 M10H，在费米能级附近重叠在一起。这表明左电极贡献的 PDOS 几乎不受半导体纳米带 (2H-Z α BNR）在中心散射区。然而，右电极 (2H-Z α BNR）在费米能级附近有一个缺口。这是由右侧电极费米能级附近的带隙引起的 [见图 3c]。受中间散射区 2H-Z α 扩展的影响 BNR，由 M1H、M5H 和 M10H 结的右侧电极贡献的 PDOS 光谱在带隙外的能量范围内彼此差异很大。由于异质结 M ^′ 的两个电极之间没有本质区别 n H 和 Mn H，右电极相同，左电极为金属带。所以，M ^′ 的 PDOS n H 和 Mn H 在费米能级附近几乎相同，如图 7a、b 所示。这就是为什么透射谱的原因之一，I -V Mn的曲线和RR H 和 M ^′ n H 在低偏置下是相似的 [见图。 3 和 5]。在图 7c 中，我们展示了 Mn 的 PDOS N. 由于异质结中半导体部分的带隙增大，左电极对传输特性的影响变小。因此，PDOS 在费米能级附近的更大能量范围内相互重叠。右侧电极贡献的 PDOS 光谱在 (- 0.5, 0.5) eV 的能量范围内存在差距。它们与具有 N -ZBNR 带结构的间隙位置一致。从 PDOS，我们可以得出结论，左侧金属电极对中间散射区的传输特性几乎没有影响。然而，右侧的半导体部分电极对中间散射区的传输特性至关重要。

左未钝化 ZBNR 电极（上）和右电极 (1H-Z α) 的投影态密度 (PDOS) BNR、2H -ZBNR 或 N-Z α BNR）（较低）a Mn H，b M ^′ n H 和 c Mn N 与 n 相同的选择 分别为图 5 的线条颜色

结论

总之，我们研究了α的输运性质 -基于三类异质结的硼烯。我们发现三种异质结都表现出整流行为，其中异质结的整流比Z α BNR/N-Z α BNR最高可达240。而且，随着中央半导体部分的晶胞数量增加，整流效果更加明显。通过分析正/负偏置下的透射光谱和本征态，揭示和讨论了整流行为的起源。异质结的整流行为很大程度上取决于半导体部分中纳米带的带隙值。通过分析左右电极贡献的 PDOS，进一步证实了这一结论。我们的研究结果为整流电子器件的设计提供了新思路。

数据和材料的可用性

纳米结的设计和计算由ATK进行。

缩写

二维：

二维

TMD：

过渡金属二硫属化物

GMR：

巨磁电阻

NDR：

负差分电阻

DFT：

密度泛函理论

Z α BNR：

锯齿形边缘α -硼烯纳米带

H:

氢原子

N：

氮原子

1H-Z α BNR：

Z α 边缘被一个氢钝化的BNRs

2H-Z α BNR：

边缘被两个氢原子钝化的 Z αBNRs

N-Z α BNR：

Z α 边缘硼原子被氮原子取代的BNRs

E F ：

费米能级

攻击力：

Atomistix 工具包

NEGF：

Keldysh 非平衡格林函数

PBE：

Perdew-Burke-Ernzerhof

GGA：

广义梯度逼近

BZ：

博里渊区

I -V 曲线：

电流-电压曲线

RR：

整流比

PDOS：

状态的投影密度