Rectification des performances de l'hétérojonction basée sur des nanorubans α-Borophène avec passivation des bords

Introduction

Au cours des dernières décennies, un grand nombre de matériaux bidimensionnels (2D), dont le graphène [1, 2], le silicène [3, 4], les dichalcogénures de métaux de transition (TMD) [5, 6] et le phosphorène [7, 8 ], ont été largement étudiés en raison de leurs propriétés uniques. En particulier, ces matériaux 2D présentent des comportements de transport électronique intéressants, tels que la résistance magnéto géante (GMR) [9, 10], la résistance différentielle négative (NDR) [11, 12], le filtrage de spin [13, 14] et la rectification [15 , 16], ayant ainsi des applications potentielles dans les dispositifs électroniques à l'échelle nanométrique. Récemment, certaines études ont également montré que les matériaux 2D ont de larges perspectives d'application dans les dispositifs thermoélectriques à l'échelle nanométrique [17–20]. Par la suite, la recherche sur les hétérojonctions latérales à base de matériaux 2D devient un sujet important. Et certaines études théoriques ont montré que les hétérojonctions latérales ont des applications potentielles dans les technologies des transistors à effet de champ et des semiconducteurs à oxyde métallique complémentaire [21, 22]. De plus, les hétérojonctions latérales d'épaisseur atomique ont déjà été préparées expérimentalement [23, 24]. Ces réalisations ont inspiré les efforts visant à explorer davantage les hétérojonctions latérales constituées de matériaux 2D plus appropriés.

Récemment, les monocouches de borophène ont également reçu un intérêt considérable [25–28] après le graphène et le silicène. Les études théoriques ont prédit que les feuilles de bore monocouche peuvent exister de manière stable sur le substrat métallique, ce qui a été confirmé par les observations ultérieures [29, 30]. Jusqu'à présent, un certain nombre de structures de bore 2D ont été obtenues par croissance épitaxiale sur des substrats Ag (111), tels que β ₁₂ -, χ ₃ -, δ ₆ -borophène et nid d'abeille borophène [31–34]. Des études théoriques soulignent que la stabilité de la feuille de bore peut être augmentée en introduisant un trou hexagonal [35]. Les calculs DFT ont indiqué que le borophène avec une « densité de trous hexagonaux » (η ) du 1/9, nommé α −borophène [35, 36], est favorable en termes d'énergie. De plus, le bord en zigzag α -nanoruban de borophène (Z α BNR) présente un comportement soit métallique soit semi-conducteur à travers différentes modifications de bord [37]. Par conséquent, la propriété de transport électronique des nanostructures de borophène reste à explorer davantage, bien qu'un grand nombre d'études aient été menées sur les structures électroniques, les propriétés mécaniques et thermiques [25–28].

Dans ce travail, nous étudions les propriétés de transport des hétérojonctions constituées de l'arête en zigzag Z α BNR. Nous construisons trois types de jonctions latérales métal-semiconducteur dans le plan. Nous trouvons que toutes les jonctions présentent un comportement de rectification dans le régime de faible polarisation en raison de la présence des interfaces dans la région de diffusion et de l'asymétrie sur les côtés gauche et droit. De plus, l'effet redresseur des jonctions s'accentue avec l'augmentation du nombre de cellules primitives dans la partie semi-conductrice de la jonction. Les propriétés de transport des jonctions dépendaient fortement des nanorubans semi-conducteurs de la partie droite. Ce phénomène peut être attribué à la bande interdite proche du niveau de Fermi de la partie semi-conductrice. La probabilité que les électrons traversent la jonction soit plus petite lorsque la bande interdite augmente, ce qui entraîne une diminution du courant de la jonction et une augmentation du rapport de redressement. En particulier, le taux de rectification de la jonction M10N peut atteindre environ 240, ce qui est comparable à l'hétérojonction précédemment étudiée avec du graphène comme électrode et indique qu'elle a des applications potentielles dans les dispositifs de rectification [38]. L'organisation de ce journal est la suivante. Dans la section « Modèle et méthodes de calcul », nous décrivons les détails du calcul. Dans la section « Résultats et discussion », nous présentons les propriétés de transport des jonctions proposées. Enfin, nous résumons nos résultats dans la section « Conclusions ».

Modèle et méthodes de calcul

Les mailles unitaires du Z α considéré Les BNR sans ou avec des modifications de bord-apex les plus à l'extérieur sont indiqués dans la partie supérieure de la figure 1, où (a) pour le Z α non passivé BNR, (b–d) pour le Z α BNR avec les atomes de bore du bord le plus à l'extérieur de la cellule passivés par un hydrogène (H), deux atomes H et remplacés par un atome d'azote (N), qui sont nommés 1H-Z α BNR, 2H-Z α BNR et N-Z α BNR, respectivement. Et leurs dispersions d'énergie électronique correspondantes sont ensuite présentées dans la partie inférieure de la figure 1, à partir de laquelle nous pouvons identifier la différence de structure de bande pour les rubans. D'après la figure 1a, plusieurs bandes de la pureté intrinsèque Z α La BNR franchit le niveau de Fermi (E _F ), qui présente des propriétés métalliques. Pour 1H-Z α BNR, étant donné que les liaisons partiellement pendantes sont saturées d'atomes H, le nombre de bandes proches du E _F sont inférieurs à ceux du non passivé et présentent également un comportement métallique. Pour 2H-Z α BNR, cependant, le E _F se déplace vers l'espace entre les bandes de liaison et anti-liaison en raison des liaisons pendantes au bord sont saturées de deux atomes de H. Par conséquent, 2H-Z α Le BNR est un semi-conducteur avec une bande interdite directe de 0,43 eV au Γ -point comme le montre la figure 1c. Nous mentionnons que nos résultats de structure de bande pour les rubans H-passivés ici sont en bon accord avec les calculs numériques précédents [37]. De plus, comme le montre la figure 1d, la structure de bande de N-Z α BNR indique qu'il s'agit d'un semi-conducteur avec une bande interdite indirecte de 1,0 eV. Cela peut être dû à la substitution de N aux positions atomiques B au bord, ce qui apporte suffisamment d'électrons pour remplir les orbites de liaison.

Les géométries des mailles unitaires (supérieures) et les structures des bandes (inférieures) pour a Z non passivé α BNR, b 1H-Z α BNR, c 2H-Z α BNR, et d N-Z α BNR, où le niveau de Fermi est défini sur zéro, et les sphères rose, magenta et blanche représentent respectivement les atomes de bore, d'azote et d'hydrogène

Nous établissons trois modèles d'hétérojonction latérale métal/semi-conducteur basés sur le Z α mentionné ci-dessus BNR. Chaque jonction modèle est divisée en trois parties :l'électrode gauche, l'électrode droite et la région de diffusion centrale. La structure géométrique des jonctions, comme le montre la Fig. 2, où l'électrode de gauche est toujours un demi-infinitif long nu non passivé Z α BNR ou 1H-Z α BNR, et l'électrode de droite est soit un semi-conducteur 2H- ou N-Z α BNR. En particulier, cependant, les régions de diffusion centrales des trois jonctions sont un Z α Cellule unitaire BNR couplée à n (n =1, 2, 5, 8, 10) cellules unitaires de 2H-Z α BNR, un 1H-Z α BNR couplé à n cellules de 2H-Z α BNR, et un Z α Cellule BNR couplée à n cellules de N-Z α BNR, respectivement. De même, nous les nommons en conséquence comme le Mn H, M'n H et Mn N jonctions, qui sont montrées dans les Fig. 2a–c, respectivement. Il convient de noter que la figure 2 ne montre qu'un diagramme schématique du modèle avec n =1 et les autres cas de n sont omis pour économiser de l'espace.

Les structures géométriques des trois types de jonctions de modèles proposés, où a pour Mn H, b pour M'n H, et c pour Mn N, dans lequel n représente le nombre de mailles élémentaires de la partie semi-conductrice dans la diffusion centrale. Le grand cadre pointillé (bleu) représente la région de diffusion centrale dans laquelle le petit indique la cellule unitaire

Les calculs ont été effectués à l'aide du progiciel Atomistix ToolKit (ATK), QuantumWise A /S (www.quantumwise.com), qui est basé sur la DFT combinée à la fonction de Keldysh non-équilibré de Green (NEGF) [39-41]. La fonctionnelle de Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) sous l'approximation du gradient généralisé (GGA) est utilisée pour le potentiel d'échange-corrélation. La zone Borilliouin (BZ) est échantillonnée en utilisant un Monkhorst-Pack 1×1×100 k -mesh, et l'énergie de coupure est fixée à 150 Ry. Les structures géométriques de toutes les hétérojonctions ont été relâchées jusqu'à ce que la valeur absolue de la force agissant sur chaque atome soit inférieure à 0,01 eV Å ⁻¹ . Afin d'éviter les interactions entre les images périodiques, la supercellule a au moins une épaisseur de couche sous vide de 15 .

Le courant à travers l'hétérojonction sous une tension de polarisation V est calculé par la formule de Landauer-Büttiker [42, 43]

où h , e , et V sont respectivement la constante de Planck, la charge élémentaire et la tension de polarisation, et f _{L /R} (E ,V ) est la fonction de distribution de Fermi-Dirac dans l'électrode gauche/droite. Le coefficient de transmission est calculé par

où G (E ,V ) et G ^† (E ,V ) désignent respectivement la fonction de Green retardée et avancée, et Γ _L (Γ _R ) est la matrice de couplage entre la région de diffusion centrale et l'électrode gauche (droite).

Résultats et discussion

Le courant −tension calculé (I −V ) courbes d'hétérojonctions Mn H, M ^′ n H, et Mn N dans la plage de polarisation de -1,0 à 1,0 V sont indiqués sur les figures 3a–c, respectivement. De ces Je −V courbes, nous pouvons clairement voir qu'avec l'incrément de polarisation positive, le courant augmente rapidement dans les trois types de jonctions. Cependant, avec l'augmentation de la polarisation négative, le courant à travers les jonctions augmente plus lentement. Le Je −V les courbes ont évidemment des caractéristiques asymétriques sous toute la polarisation, ce qui signifie que les jonctions ont un comportement de redressement dans la plage de polarisation. L'effet de rectification dans l'hétérojonction est principalement causé par l'asymétrie des différents nanorubans sur les côtés gauche et droit et la formation de l'interface dans la région de diffusion centrale. Afin d'évaluer la force du comportement de rectification, nous utilisons les données pour le I −V courbes pour calculer le taux de rectification (RR), qui est défini comme RR (V )=|Je (+V )|/|Je (−V )|, où I (±V ) représente le courant sous polarisation positive et négative. Les RR calculés des trois types de jonctions Mn H, M ^′ n H, et Mn N dans la plage de polarisation 0,1 V -0,5 V sont indiqués sur la Fig. 3d-f, respectivement. Pour le type Mn H, le RR du M1H n'est que de 3 à 0,2 V tandis que celui du M10H peut atteindre 115 au même biais. De même, pour le M ^′ n Type N à la polarisation 0,2 V, le RR de M ^′ 1H vaut 3 et celui de M ^′ 10H est jusqu'à 90. De plus, pour le Mn De type N, le RR de M1N est de 2 à 0,3 V tandis que celui de M10N atteint jusqu'à 240. De plus, en observant attentivement la Fig. 3, nous constatons que l'amplitude du courant et le RR peuvent être contrôlés en changeant la taille du partie semi-conductrice de la jonction. En particulier, d'une part, le courant dans la jonction est réduit avec le nombre de cellules primitives de la partie semi-conductrice est augmenté. D'autre part, le RR est significativement augmenté avec l'augmentation du nombre de cellules primitives. Étant donné que le côté droit de l'hétérojonction est un nanoruban semi-conducteur avec une bande interdite, la probabilité d'effet tunnel électronique décroît de façon exponentielle à mesure que la longueur du semi-conducteur augmente. En conséquence, dans les hétérojonctions de Mn H, M ^′ n H, et Mn N, comme n augmente, RR augmente de manière significative. Ce résultat est en bon accord avec les études précédentes sur les hétérojonctions basées sur d'autres matériaux 2D [44-46].

Le Je -V caractéristiques et rapports de rectification pour les trois types d'hétérojonctions, où a –c correspond à Je -V courbes pour les jonctions Mn H, M ^′ n H, et Mn N (n =1, 2, 5, 8, 10) dans la plage de polarisation de (− 1,1) V, respectivement. L'encart dans c est le I agrandi -V courbes de Mn N dans la plage de polarisation. d –f Les taux de rectification calculés en conséquence à partir du I-V données

Comparer le I −V courbes et RR parmi les trois types d'hétérojonctions montrés dans la Fig. 3, nous constatons que la variation de I −V courbes et RR pour Mn H et M ^′ n H ont les mêmes tendances. Cependant, ceux pour Mn N sont significativement différents. Afin d'expliquer la différence dans les propriétés de transport des trois types de jonctions, nous avons calculé les spectres de transmission sous polarisation nulle illustrés à la Fig. 4, où les structures de bande des électrodes gauche et droite sont accompagnées. A partir de ces spectres de transmission, on peut voir que toutes les jonctions ont un écart de transmission près du niveau de Fermi, où nous utilisons la ligne pointillée magenta pour désigner la position de l'écart. La raison de l'existence de l'écart de transmission est que la structure de bande d'énergie de l'électrode droite a un écart proche du niveau de Fermi. Ainsi, la structure de bande des électrodes gauche et droite ne correspond pas, provoquant la fermeture du canal de transport, et les électrons de l'électrode gauche ne peuvent pas atteindre l'électrode droite. C'est aussi l'origine physique du courant faible à faible polarisation. De plus, la comparaison des Fig. 4a, b et des Fig. 4a, c a montré que les spectres de transmission de Mn H et M ^′ n H sous le biais de zéro a des tendances similaires ; cependant, les tendances de Mn H et Mn N sont assez différents. Ceci est déterminé par le degré d'appariement des structures de bande des électrodes gauche et droite près du niveau de Fermi. Le nanoruban métallique gauche de la jonction M ^′ n H change de Z α BNR à 1H-Z α BNR par rapport à Mn H. Le degré de correspondance entre les électrodes gauche et droite près du niveau de Fermi est presque inchangé. Cependant, pour Mn N, le nanoruban semi-conducteur droit est remplacé par 2H-Z α BNR vers N-Z α BNR par rapport à Mn H. La bande interdite est augmentée de 0,43 eV à 1,0 eV, ce qui entraîne une diminution du degré de correspondance des électrodes gauche et droite près du niveau de Fermi. Par conséquent, les propriétés de transport de Mn H et M ^′ n H sont presque les mêmes, tandis que le Mn H et Mn N sont évidemment différents. Ce résultat indique que le changement de la partie gauche du nanoruban métallique a peu d'effet sur les propriétés de transport de la jonction; cependant, changer la partie droite du nanoruban semi-conducteur a une grande influence sur celle-ci.

La structure de bande des électrodes gauche et droite, où le niveau de Fermi est réglé sur zéro et les lignes pointillées magenta indiquent la bande interdite de l'électrode semi-conductrice droite. Les spectres de transmission à zéro biais pour les hétérojonctions a Mn H, b M ^′ n H, et c Mn N avec n =1 (ligne pointillée rouge), 5 (ligne pointillée bleue) et 10 (ligne continue verte) sont respectivement indiqués dans la partie centrale de chaque chiffre

Pour mieux comprendre les détails du comportement de rectification pour les hétérojonctions, nous avons calculé les spectres de transmission à plusieurs certains biais, comme le montre la Fig. 5, où la partie ci-dessus/ci-dessous montre les spectres de transmission de la jonction sous le biais positif/négatif. Selon la formule de Landauer-Büttiker, nous savons que le courant dans la jonction est directement lié à la zone intégrée du spectre de transmission dans la fenêtre de polarisation [47-49]. À partir du spectre de transmission illustré à la Fig. 5, nous pouvons voir que les trois types de modèles ont une tendance commune. Dans la fenêtre de polarisation, la zone intégrée du spectre de transmission diminue avec l'augmentation du nombre de cellules primitives dans la partie semi-conductrice. C'est pourquoi le courant dans l'hétérojonction diminue avec l'augmentation du nombre de cellules dans la partie semi-conductrice, comme le montre la figure 3. La figure 5a montre les spectres de transmission des hétérojonctions Mn H à ± 0,3 V. Pour M1H, l'aire intégrale du spectre de transmission dans la fenêtre de polarisation à 0,3 V n'est que légèrement supérieure à − 0,3 V. Par conséquent, le courant de 0,3 V n'est que légèrement supérieur à − 0,3 V, et le RR n'est que de 3 à la polarisation 0,3 V. Cependant, pour M5H et M10H, l'aire intégrale du spectre de transmission sous polarisation positive dans la fenêtre de polarisation est significativement plus grande que sous polarisation négative. Cela conduit à ce que le courant du M5H et du M10H sous polarisation positive soit supérieur à celui sous polarisation négative, et le RR est beaucoup plus grand que M1H. La figure 5b montre les spectres de transmission de M ^′ n H à ± 0,3 V. D'après la figure, on peut voir que les spectres de transmission de M ^′ n H dans la fenêtre de biais sont presque identiques à Mn H. Par conséquent, sous la même tension de polarisation, le courant et le RR de M ^′ n H et Mn H sont presque les mêmes [voir Fig. 3b, e]. Les spectres de transmission de Mn N à ±0,9 V sont illustrés à la Fig. 5c. Étant donné que les coefficients de transmission dans la fenêtre de polarisation sont trop petits, nous agrandissons les spectres de transmission dans la fenêtre de polarisation et l'attachons en encart sur le côté inférieur droit de la figure 5c. La tendance du spectre de transmission M1N dans la fenêtre de polarisation est similaire à celle du M1H et du M ^′ 1H. Par conséquent, le RR de M1N est également petit. Pour M5N et M10N, la zone intégrale du spectre de transmission sous polarisation positive dans la fenêtre de polarisation est beaucoup plus grande que la zone sous polarisation négative. Par conséquent, par rapport à M1N, les caractéristiques asymétriques de ces I −V les courbes sont plus évidentes. Cela implique qu'ils ont un rapport de rectification important. Il convient de mentionner que le RR de M10N peut atteindre 240, ce qui est le meilleur parmi les trois types d'hétérojonction.

Les spectres de transmission pour les hétérojonctions a Mn H à une polarisation ± 0,3 V, b M ^′ n H à une polarisation ± 0,3 V, et c Mn N à une polarisation ± 0.9 V avec le même choix de n en couleurs de ligne pour la Fig. 4, où dans chaque figure la partie supérieure/inférieure pour la transmission au biais positif/négatif. Les deux lignes continues verticales (magenta) indiquent la fenêtre de polarisation. L'encart de la Fig. 5c est une amplification des spectres de transmission dans la fenêtre de polarisation

Afin d'expliquer plus intuitivement le spectre de transmission de la Fig. 5, nous montrons l'état propre de transmission de M5H et M ^′ 5H à V =0,3 V, E =− 0,15 eV, et V =− 0,3 V, E =0,15 eV sur les Fig. 6a et b, respectivement. Et l'état propre de transmission de M5N à V =0,9 V, E =− 0,45 eV, et V =− 0,9 V, E =0,45 eV sont illustrés à la Fig. 6c [15, 16, 49]. L'analyse de l'état propre de transmission peut être obtenue en combinant linéairement les états de Bloch propagés \(\sum _{m}C_{a,m}\psi _{m}\). Le C _{un ,m} peut être dérivé de la diagonalisation de la matrice de transmission, c'est-à-dire \({\sum \nolimits }_{n}T_{mn}C_{a,n}\)=λ _un C _{un ,m} , où λ _un est la valeur propre de transmission. Comme on peut le voir sur la Fig. 6, pour toutes les hétérojonctions, l'état propre de transmission sous biais négatif est situé dans la partie métallique (Z α non passivé BNR et 1H-Z α BNR). En cas de biais positif, l'état propre de transmission est majoritairement localisé sur la partie gauche. Cependant, il forme un canal de transmission dans l'hétérojonction. Les électrons peuvent être transférés de l'électrode gauche à l'électrode droite. Par conséquent, dans la fenêtre de biais, le coefficient de transmission sous biais positif est supérieur au sous biais négatif. En comparaison Fig. 6a avec b, on peut voir que l'état propre de transmission de M ^′ 5H et M5H ne sont que légèrement différents. Ainsi, les hétérojonctions M ^′ 5H et M5H ont presque les mêmes coefficients de transmission dans la fenêtre de polarisation. De plus, pour M5N, puisque la bande interdite de la partie semi-conductrice augmente, ce qui entraîne une diffusion électronique plus importante dans l'hétérojonction. Par conséquent, seuls quelques-uns des états propres de transmission peuvent être transmis vers le côté droit. Cela a conduit au coefficient de transmission de Mn N dans la fenêtre de biais est plus petit que celui des deux autres types d'hétérojonction. Pendant ce temps, au même biais, le courant de Mn N est le plus petit des trois types d'hétérojonctions.

Les états propres de transmission pour l'hétérojonction a M5H à polarisation − 0,3 V avec E =0,15 eV (supérieur) et à la polarisation 0,3 V avec E =− 0,15 eV (inférieur), b M ^′ 5H à − 0,3 V avec E =0,15 V et à 0,3 V avec E =− 0,15 eV, et c M5N à polarisation =− 0,9 V avec E =0,45 eV et à 0,9 V avec E =− 0,45 eV, respectivement. Les isovaleurs sont fixées à 0,2 ⁻³ e V ⁻¹ pour tous les états propres

Enfin, afin d'explorer davantage l'effet des nanorubans gauche et droit sur les propriétés de transport avec les hétérojonctions, la figure 7 montre la densité d'états projetée (PDOS) des trois types d'hétérojonctions. A partir de la Fig. 7a, on peut voir que les spectres PDOS contribués par les électrodes de gauche (Z α non passivé BNR) des jonctions M1H, M5H et M10H avec chevauchement près du niveau de Fermi. Cela indique que le PDOS contribué par l'électrode gauche est à peine affecté par l'extension du nanoruban semi-conducteur (2H-Z α BNR) dans la région de diffusion centrale. Cependant, les spectres PDOS apportés par l'électrode de droite (2H-Z α BNR) présente un écart proche du niveau de Fermi. Ceci est causé par une bande interdite près du niveau de Fermi de l'électrode droite [voir Fig. 3c]. Affecté par l'extension de la région de diffusion intermédiaire 2H-Z α BNR, les spectres PDOS apportés par les électrodes droites des jonctions M1H, M5H et M10H diffèrent grandement les uns des autres dans la plage d'énergie en dehors de la bande interdite. Puisqu'il n'y a pas de différence essentielle entre les deux électrodes pour l'hétérojonction M ^′ n H et Mn H, l'électrode de droite est la même et l'électrode de gauche est un ruban métallique. Donc, le PDOS de M ^′ n H et Mn H sont presque les mêmes près du niveau de Fermi, comme le montre la Fig. 7a, b. C'est l'une des raisons pour lesquelles le spectre de transmission, I −V courbes et RR de Mn H et M ^′ n H sont similaires sous un faible biais [voir Fig. 3 et 5]. Dans la Fig. 7c, nous présentons le PDOS du Mn N. En raison de l'augmentation de la bande interdite de la partie semi-conductrice dans l'hétérojonction, l'effet de l'électrode gauche sur les propriétés de transmission devient plus petit. Par conséquent, les PDOS se chevauchent dans une plage d'énergie plus large près du niveau de Fermi. Le spectre PDOS apporté par l'électrode de droite présente un écart dans la plage d'énergie de (−0,5, 0,5) eV. Ils sont cohérents avec la position du gap avec la structure de bande N-ZBNR. À partir du PDOS, nous pouvons conclure que l'électrode métallique du côté gauche a peu d'effet sur les propriétés de transport de la région de diffusion intermédiaire. Cependant, l'électrode de la partie semi-conductrice sur la droite est critique pour les propriétés de transport de la région de diffusion intermédiaire.

La densité d'états projetée (PDOS) de l'électrode ZBNR gauche non passivée (supérieure) et de l'électrode droite (1H-Z α BNR, 2H −ZBNR ou N-Z α BNR) (inférieur) pour a Mn H, b M ^′ n H, et c Mn N avec le même choix de n dans les couleurs des lignes pour la Fig. 5, respectivement

Conclusions

En résumé, nous avons étudié les propriétés de transport de α −borophène à base d'hétérojonctions de trois types. Nous avons constaté que les trois types d'hétérojonctions présentent un comportement de rectification, parmi lesquels le rapport de rectification de l'hétérojonction Z α BNR/N-Z α Le BNR peut atteindre jusqu'à 240. De plus, à mesure que le nombre de cellules unitaires dans la partie semi-conductrice centrale augmente, l'effet de redressement devient plus évident. L'origine du comportement de rectification est révélée et discutée en analysant les spectres de transmission et les états propres sous un biais positif/négatif. Le comportement de rectification des hétérojonctions dépend fortement de la valeur de la bande interdite des nanorubans dans la partie semi-conductrice. Cette conclusion a été confirmée par l'analyse du PDOS apporté par les électrodes gauche et droite. Nos résultats offrent de nouvelles pistes pour la conception d'appareils électroniques redresseurs.

Disponibilité des données et des matériaux

La conception des nanojonctions et les calculs informatiques ont été réalisés par ATK.

Abréviations

2D :

Bidimensionnel

TMD :

Dichalcogénures de métaux de transition

GMR :

Résistance magnéto géante

NDR :

Résistance différentielle négative

DFT :

Théorie fonctionnelle de la densité

Z α BNR :

Bord en zigzag α -nanorubans de borophène

H :

Atome d'hydrogène

N :

Atome d'azote

1H-Z α BNR :

Le Z α BNR avec le bord passivé par un hydrogène

2H-Z α BNR :

Les Z αBNR dont le bord est passivé par deux atomes d'hydrogène

N-Z α BNR :

Le Z α BNR avec les atomes de bore de bord remplacés par un atome d'azote

E _F :

Niveau de Fermi

ATK :

Kit d'outils Atomistix

NEGF :

La fonction de Keldysh non-équilibre Green

PBE :

Perdew-Burke-Ernzerhof

GGA :

Approximation de gradient généralisé

BZ :

Zone Borilliouin

Je −V courbes :

Courbes courant −tension

RR :

Taux de rectification

PDOS :

Densité d'états projetée