Die Auswirkungen von Substrat und Stapelung in zweischichtigem Borophen

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 13661 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Doppelschichtiges Borophen hat aufgrund seiner hervorragenden mechanischen und elektronischen Eigenschaften in letzter Zeit großes Interesse auf sich gezogen. Über die Wechselwirkungen dieser Doppelschichten zwischen den Schichten wird in theoretischen und experimentellen Studien unterschiedlich berichtet. Hier entwerfen und untersuchen wir Doppelschicht-\(\beta_{12}\)-Borophen mittels First-Principles-Berechnungen. Unsere Ergebnisse zeigen, dass der Zwischenschichtabstand der entspannten AA-gestapelten Doppelschicht etwa 2,5 Å beträgt, was auf eine Van-der-Waals-Zwischenschichtwechselwirkung hindeutet. Dies wird jedoch durch frühere Experimente nicht gestützt. Daher schlagen wir durch die Einschränkung des Zwischenschichtabstands ein bevorzugtes Modell vor, das den experimentellen Aufzeichnungen nahe kommt. Dieses bevorzugte Modell verfügt über eine kovalente Zwischenschichtbindung in jeder Elementarzelle (Einzelsäule). Darüber hinaus argumentieren wir, dass das bevorzugte Modell nichts anderes als das entspannte Modell unter einer Komprimierung von 2 % ist. Darüber hinaus haben wir drei substratgestützte Doppelschichten auf den Ag-, Al- und Au-Substraten entworfen, die zu Doppelsäulenstrukturen führen. Anschließend untersuchen wir die AB-Stapelung, die kovalente Bindungen in entspannter Form bildet, ohne dass eine Kompression oder ein Substrat erforderlich ist. Darüber hinaus zeigt die Phononendispersion, dass die AB-Stapelung im Gegensatz zur AA-Stapelung in freistehender Form stabil ist. Anschließend berechnen wir die mechanischen Eigenschaften der AA- und AB-Stapelungen. Die Endfestigkeiten der AA- und AB-Stapel betragen 29,72 N/m bei 12 % Dehnung bzw. 23,18 N/m bei 8 % Dehnung. Darüber hinaus betragen die berechneten Young-Moduli 419 N/m bzw. 356 N/m für die AA- bzw. AB-Stapelung. Diese Ergebnisse zeigen die Überlegenheit der Borophen-Doppelschicht gegenüber der Doppelschicht \(\hbox {MoS}_2\) hinsichtlich Steifigkeit und Nachgiebigkeit. Unsere Ergebnisse können den Weg für zukünftige Studien zu doppelschichtigen Borophenstrukturen ebnen.

Borophen hat in jüngster Zeit aufgrund seiner hervorragenden elektronischen und mechanischen Eigenschaften großes Interesse geweckt1,2,3,4,5,6. Es ist das leichteste 2D-Material und daher ein vielversprechender Kandidat für leichte Nanogeräte7,8,9. Darüber hinaus führt der Elektronenmangel der Boratome zu komplexen Bindungen, die wiederum zu vielfältigen Allotropen für Borophen führen. Diese verschiedenen Phasen werden durch unterschiedliche Anordnungen hohler Sechsecke (HHs) und entsprechende HH-Konzentrationszahlen (\(\eta \) oder \(\nu \) in einigen Arbeiten) definiert. Zu den interessantesten Phasen von Borophen gehören \(\alpha ~(\eta =1/9)\), \(\beta _{12}~(\eta =1/6)\) und \(\chi _3~ (\eta =1/5)\)10,11,12,13,14.

Neben einschichtigen Borophenen haben auch zweischichtige Borophene große Aufmerksamkeit erregt. Es wurde erwartet, dass zweischichtiges Borophen aufgrund der Zwischenschichtbindung stabiler sein würde als einschichtiges Borophen. Bisher wurden viele theoretische und experimentelle Arbeiten zum Thema verschiedener doppelschichtiger Borophen-Allotrope und ihrer Eigenschaften durchgeführt15,16,17,18. Darüber hinaus sind noch verschiedene Fragen zu beantworten. Beispielsweise deuten theoretische Studien darauf hin, dass der Zwischenschichtabstand von Borophendoppelschichten im Bereich von 2,5–3 Å liegt, was auf eine Van-der-Waals-Wechselwirkung (vdW) zwischen den Schichten schließen lässt19,20,21. Allerdings weisen die synthetisierten Doppelschicht-Borophene einen viel geringeren Zwischenschichtabstand von etwa 2 Å auf, was auf relativ starke kovalente Bindungen schließen lässt22,23. In einigen theoretischen Studien wurden jedoch einige Einschränkungen berücksichtigt, um die Doppelschicht-Borophene mit ähnlichen Zwischenschichtabständen wie im Experiment zu entwerfen16,24. Bildungsenergien und Phononendispersionen beweisen, dass die eingeschränkten Modelle stabiler sind als die vollständig entspannten Modelle.

In dieser Arbeit beantworten wir anhand von First-Principles-Berechnungen, warum die Zwischenschichtkopplung in zweischichtigem Borophen kovalent sein sollte und unter welchen Bedingungen dies geschieht. Wir untersuchen zunächst die Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen, ohne den Abstand zwischen den Schichten einzuschränken, oder „das entspannte Modell“. Anschließend erreichen wir durch Anwendung der Einschränkung des Zwischenschichtabstands eine Struktur, die den experimentellen Beobachtungen ähnlicher ist und als „das bevorzugte Modell“ bezeichnet wird. Dieses Modell, das in jeder Elementarzelle eine kovalente Zwischenschichtbindung aufweist, ist günstiger als das entspannte Modell. Interessanterweise erfährt das entspannte Modell durch die Anwendung einer Druckspannung einen Übergang zum bevorzugten Modell und es bilden sich kovalente Bindungen zwischen den Schichten. Mit anderen Worten: Wir schlagen vor, dass das bevorzugte Modell ausschließlich das entspannte Modell unter Kompression ist.

Die experimentell stabilen Doppelschicht-Borophene wurden auf einem Metallsubstrat mit negativen Fehlpaarungen mit Borophenen synthetisiert, die eine Druckspannung auf die Überschichten ausüben22,23,25. Andernfalls wächst die zweite Borschicht nicht regelmäßig auf der ersten; stattdessen bilden sich kleine Borcluster23. Somit könnte der grundlegende Faktor für die Stabilität von Doppelschicht-Borophen- und kovalenten Zwischenschichtbindungen die Druckspannung des Substrats sein. Um diesen Vorschlag zu beweisen, haben wir substratgestützte Borophen-Doppelschichten auf Al (111)-, Ag (111)- und Au (111)-Oberflächen betrachtet und die darauf befindliche Borophen-Doppelschicht optimiert. Unsere Ergebnisse zeigen, dass die substratgestützten Doppelschicht-Borophene stabiler sind und in jeder Elementarzelle zwei kovalente Bindungen zwischen den Schichten aufweisen. Unsere Berechnungen zeigen, dass diese zusätzlichen kovalenten Bindungen auf den Ladungstransfer vom Substrat zu den Deckschichten zurückzuführen sind. Dies beantwortet gut die Frage, warum und wie die Doppelschicht-Borophene effizient auf den Metallsubstraten wachsen und den Weg für zukünftige Experimente ebnen können. Mit anderen Worten schlagen wir vor, dass die AA-Stapelung der Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen ein Substrat mit negativer Fehlpaarung erfordert, um stabil zu sein. Andererseits sind die AB-Stapelungen der Doppelschicht \(\beta _{12}\) in der entspannten Form stabil und kovalent gebunden. Es ist weder Kompression noch Substrat erforderlich. Daher schlagen wir nachdrücklich vor, dass die Synthese einer AB-gestapelten Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen wahrscheinlicher ist als die Synthese einer AA-gestapelten Doppelschicht in freistehender Form.

Abschließend berechnen und vergleichen wir die mechanischen Eigenschaften der AA- und AB-Stapelungen. Unsere Ergebnisse zeigen, dass die Endfestigkeit der AA- und AB-Stapel 29,72 N/m bei 12 % Dehnung bzw. 23,18 N/m bei 8 % Dehnung beträgt. Darüber hinaus betragen die Elastizitätsmodule der AA- und AB-Stapel 419 N/m bzw. 356 N/m, was auf eine höhere Steifigkeit und Nachgiebigkeit dieser Doppelschicht im Vergleich zur Doppelschicht \(\hbox {MoS}_2\) hinweist. Im Allgemeinen haben wir in dieser Arbeit versucht, die am meisten benötigten mechanischen und strukturellen Informationen über die AA- und AB-Stapelungen der Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen zu nutzen, um einen Beitrag zu neuen Untersuchungen zu diesem Thema zu leisten.

Für alle Berechnungen wurde die spanische Paketlösung SIESTA26,27 implementiert, die auf selbstkonsistenter Dichtefunktionaltheorie (DFT) und Standardpseudopotentialen basiert. Die Austausch-Korrelations-Wechselwirkungen wurden durch verallgemeinerte Gradientennäherung (GGA) mit Parametrisierung von Perdew, Burke und Ernzerhof (PBE)20 geschätzt. Basierend auf der Konvergenz der Gesamtenergie, wie in den ergänzenden Materialabbildungen dargestellt. S1 und S2, der reziproke Raum wurde durch ein Netz von \(13\times 23\times 1\) k Punkten in der Brillouin-Zone abgetastet und der Dichte-Gitter-Cutoff wurde auf 50 Ry eingestellt. Um die Van-der-Waals-Wechselwirkung zu berücksichtigen, wurde die DFT-D3-Korrektur von Grimme implementiert22. Darüber hinaus wurde ein Vakuumraum von 20 Å in z-Richtung berücksichtigt, um unerwünschte Wechselwirkungen zu verhindern.

Die Zwischenschichtbindungsenergie der freistehenden Doppelschichten wurde berechnet durch:

Dabei sind \(E_{bi}\), \(E_{mono}\) und S die Gesamtenergie der Doppelschicht, die Gesamtenergie jeder Monoschicht bzw. die Fläche der Elementarzelle. Die Adhäsionsenergie zwischen der Doppelschicht und dem Substrat wurde ebenfalls berechnet durch:

wobei \(E_T\) die Gesamtenergie des gesamten substratgestützten Systems und \(E_{sub}\) die des isolierten Substrats ist.

Der Elastizitätsmodul ist definiert durch:

wobei \(\sigma _i\) und \(\varepsilon _i\) die Spannung und die Dehnung in Richtung i sind. Außerdem ist \(Y_{xy}\) als der biaxiale Elastizitätsmodul definiert. Der Spannungstensor wird in der ergänzenden Materialgleichung erläutert. (S2). \(\sigma_{11}\) und \(\sigma_{22}\) geben direkt die Spannungswerte für Dehnungen entlang der Sessel- bzw. Zickzack-Richtung an. Für die biaxiale Dehnung wurden die mittleren quadratischen Werte der biaxialen Spannungen wie folgt berechnet:

Darüber hinaus wurden die erhaltenen Spannungswerte mit dem Vakuumabstand (20 Å) multipliziert, um die Einheit N/m zu erhalten. Atomkonfigurationen und Elektronendichtekarten werden mit dem VESTA-Paket28 visualisiert.

Wir beginnen unsere Untersuchungen mit einer Monoschicht \(\beta _{12}\) Borophen, die in Abb. 1a dargestellt ist. Nach vollständiger Entspannung wurde eine flache Struktur mit Gitterkonstanten und einer durchschnittlichen Bindungslänge von a = 5,15, b = 2,97 und R = 1,74 Å erhalten, was mit früheren theoretischen und experimentellen Aufzeichnungen übereinstimmt29,30. Anschließend haben wir eine AA-gestapelte Doppelschicht entworfen und optimiert, wie in Abb. 1b dargestellt. Die Gitterkonstanten und die durchschnittliche Bindungslänge betragen \(a = 5,14\), \(b = 2,98\) und \(R = 1,74\) Å. Die Bindungsenergie nach Gl. (1) wurde mit -99,5 eV/Å\(^2\) berechnet. Der kleinste Zwischenschichtabstand in dieser Doppelschicht beträgt \(d = 2,45\) Å, was eine Van-der-Waals-Wechselwirkung (vdW) zwischen den Schichten impliziert. Wir nennen diese Struktur „das entspannte Modell“, was mit mehreren früheren Arbeiten übereinstimmt19,20,21. Viele fundiertere theoretische und experimentelle Arbeiten deuten jedoch auf einen geringeren Zwischenschichtabstand (\(\sim \) 2 Å) und eine kovalente Zwischenschichtwechselwirkung für doppelschichtiges Borophen hin22,23,24.

Strukturkonfiguration und Elektronendichtekarte von (a) Monoschicht \(\beta _{12}\) Borophen, (b) entspanntem Doppelschichtmodell und (c) bevorzugtem Doppelschichtmodell. Die Elektronendichte lag im Bereich von 0–1 e/(\text{\AA} ^3\), wie im Farbbalken dargestellt. Die Elementarzelle, der Zwischenschichtabstand und die Säulenbindungen werden ebenfalls dargestellt. (d) Bindungsenergie als Funktion des Zwischenschichtabstands im bevorzugten Modell. Um eine genauere Antwort zu erhalten, wurden die Schritte um das Minimum herum kleiner gemacht.

Hier stellen sich zwei wichtige Fragen: Warum sollte die Wechselwirkung zwischen den Schichten kovalent sein? Und warum stimmen einige der theoretischen Arbeiten nicht mit den Experimenten überein? Um diese Fragen zu beantworten, haben wir ein manipuliertes Modell in Betracht gezogen, bei dem der Abstand zwischen den Schichten bei Bedarf angepasst werden konnte. Das Verfahren zum Entwerfen und Optimieren dieses Modells ist im Zusatzmaterial, Abschnitt 1, beschrieben. S2. Wie in Abb. 1c beschrieben, haben wir diese Struktur auf eine kovalente Zwischenschichtbindung in jeder Elementarzelle beschränkt, die als „Säule“ bezeichnet wurde, und den Zwischenschichtabstand angepasst, um den stabilsten Zustand zu finden. Abbildung 1d zeigt die Variation der Bindungsenergie als Funktion des Zwischenschichtabstands in dieser Konfiguration. Unter diesen Umständen beträgt der günstigste Zwischenschichtabstand etwa 1,91 Å, mit einer Bindungsenergie von − 106,5 eV/Å\(^2\). Außerdem betragen die Gitterkonstanten und die durchschnittliche Bindungslänge \(a = 5,06\), \(b = 2,97\) und R = 1,74 Å. Interessanterweise ist diese Konfiguration stabiler als die entspannte Struktur und den Experimenten ähnlicher, daher nennen wir diese Struktur „das bevorzugte Modell“.

In Bezug auf die elektronischen Eigenschaften weisen die entspannten und bevorzugten Modelle ähnliche Eigenschaften auf. Wie wir später besprechen werden, handelt es sich bei beiden um Metalle mit dominanten p-Zuständen um das Fermi-Niveau. Wie wir jedoch in Abb. 1 gesehen haben, zeigen die Elektronendichtekarten für diese beiden Modelle unterschiedliche Wechselwirkungen zwischen den Schichten. Im Zwischenschichtraum des entspannten Modells befinden sich keine Elektronen, was die schwache vdW-Wechselwirkung zwischen den Schichten bestätigt. Im bevorzugten Modell können wir jedoch das Vorhandensein einer Elektronendichte zwischen den sogenannten Säulenatomen erkennen, was auf kovalentartige Bindungen zwischen den Schichten schließen lässt. Die Elektronenlokalisierungsfunktion (ELF) und die Elektronendifferenzdichtekarten sind ebenfalls in Abb. S7 verfügbar und bestätigen diese Schlussfolgerung. Alle diese Merkmale legen nahe, dass das bevorzugte Modell besser mit experimentellen Studien kompatibel ist22,23,24.

Allerdings ist das bevorzugte Modell, wie oben erwähnt, unrealistisch; Denn in der realen Welt kann niemand die Säulenatome auf einen bestimmten Abstand halten. Was macht dieses Modell dann so nah am Experiment? Die Antwort liegt in der Wirkung des Substrats. Alle erwähnten synthetisierten Doppelschicht-Borophene wurden auf Metallsubstraten gezüchtet, daher sollten wir diese Effekte irgendwie berücksichtigen. Wie wir wissen, kann ein Substrat die Überschichten mechanisch und elektronisch beeinflussen. Die Nichtübereinstimmung zwischen dem Substrat und den Überschichten kann letztere komprimieren oder dehnen, was sich auf andere Strukturparameter einschließlich des Abstands zwischen den Schichten auswirkt. Darüber hinaus kann ein mit freien Elektronen getränktes Metallsubstrat die Überschichten so dotieren, dass sie sich gegenseitig stärker anziehen.

Wir simulieren zunächst die mechanischen Effekte eines möglichen Substrats, indem wir biaxiale Spannungen auf das entspannte Modell anwenden und die Strukturbewertung beobachten. Wir sollten die Variation der Spannung und der Gesamtenergie bei der angelegten Belastung im Auge behalten, um festzustellen, ob ein struktureller Phasenübergang stattfindet. Im harmonischen Bereich eines Materials ist zu erwarten, dass sich die Spannung linear verhält und die Gesamtenergie mit der Kompression oder Spannung parabolisch ansteigt. Die strukturellen Variationen des entspannten Modells mit der angelegten Dehnung sind in Abb. 2 dargestellt. Nach einer Druckdehnung von 0,5 % weicht die Reaktion der Spannung und der Gesamtenergie vom erwarteten harmonischen Verhalten ab, was einen strukturellen Phasenübergang impliziert. Wenn das entspannte Modell außerdem um etwa 1,5 % komprimiert wird, sinken die Bindungsenergie und der Zwischenschichtabstand auf − 106,3 eV/Å\(^2\) bzw. 1,93 Å, was genau mit dem bevorzugten Modell übereinstimmt. Mit anderen Worten: Bei mehr als 1,5 % Kompression wird das entspannte Modell zum bevorzugten Modell. Dieser Phasenübergang ist grafisch in den Einschüben von Abb. 2c zu sehen. Die Energiekurve in Abb. 2b zeigt einen Energieunterschied von etwa 0,06 eV zwischen diesen beiden Modellen. Allerdings ist das bevorzugte Modell energetisch günstiger. Der einzige steuernde Parameter für diesen Übergang ist die angelegte Spannung. Daher erfordert die AA-Stapelung ein nicht passendes Substrat zum Wachstum. Dies erklärt gut die erfolgreiche Synthese von Doppelschicht-\(\beta_{12}\)-Flächen auf Ag(111)-, Al(111)- und Au(111)-Substraten, die alle Fehlpaarungen zwischen − 1 und − 3 % aufweisen Borophen22,23. Wie wir anhand der Phononendispersion weiter zeigen werden, ist die AA-gestapelte Doppelschicht \(\beta_{12}\) in freistehender Form nicht stabil, daher ist die Berücksichtigung eines geeigneten Substrats unvermeidlich.

Bewertung von (a) Spannung, (b) Gesamtenergie, (c) Zwischenschichtabstand und (d) Bindungsenergie des entspannten Modells mit der angelegten Spannung. Die Gesamtenergie wurde durch die ursprüngliche Gesamtenergie ersetzt (\(\Delta \hbox {E} = \hbox {E} - \hbox {E}_0\)). Das erwartete harmonische Verhalten ist in (a, b) mit roten gestrichelten Linien dargestellt.

Um die elektronischen Effekte des Substrats zu untersuchen, haben wir die substratgestützten Doppelschichtmodelle auf den Oberflächen Ag (111), Al (111) und Au (111) entworfen, wie in Abb. 3 dargestellt. Wir verwendeten vier Substratschichten von wobei man die oberen beiden Schichten entspannen ließ und die unteren beiden fixierte. Außerdem konnten sich die Borophen-Überschichten vollständig entspannen. Diese Substrate, die zu den am häufigsten verwendeten Oberflächen für die Borophensynthese31,32 gehören, üben aufgrund ihrer negativen Fehlanpassung der Gitterkonstanten alle Druckspannungen auf die Borophene aus. Die Gitterkonstanten der optimierten substratgestützten Modelle betragen a = 5,00, b = 2,88 Å (Ag), a = 4,95, b = 2,86 Å (Al) und a = 4,99, b = 2,88 Å (Au). Druckspannungen von 3 %, 4 % bzw. 3 % auf die Doppelschicht. Der Zwischenschichtabstand (d) in Ag-, Al- und Au-gestützten Modellen sinkt auf 1,90, 1,84 und 2,2 Å, was zur Bildung zweier kovalenter Zwischenschichtbindungen in jeder Elementarzelle führt. Mit anderen Worten: Die Druckspannung und die von den Substraten übertragenen Elektronen bewirken, dass die substratgestützten Modelle den Abstand zwischen den Schichten verringern und kovalent gebundene Doppelsäulen-Doppelschichten bilden. Die Elektronendotierung erleichtert die Bindung zwischen den Schichten, daher haben die substratgestützten Modelle eine Säule mehr als unser freistehendes bevorzugtes Modell.

Strukturelle Konfiguration von (a) Ag-, (b) Al- und (c) Au-gestützten Doppelschicht-Borophenen mit ihrer partiellen Zustandsdichte (PDOS), projiziert auf verschiedene Atomorbitale.

Um diesen Elektronentransfer besser zu verstehen, haben wir die Mulliken-Elektronenpopulation zwischen den Schichten berechnet. Bei allen substratgestützten Modellen geben die Substrate Elektronen ab und die Überschichten nehmen sie auf. Im Ag-gestützten Modell spendet das Substrat durchschnittlich 7 \(\times 10^{17}\) e/m\(^2\) an die Oberschicht, wobei die untere und die obere Schicht ihre Anteile im Durchschnitt mit 3\ annehmen. (\times 10^{17}\) bzw. 4\(\times 10^{17}\) e/m\(^2\). Diese Ergebnisse stützen die frühere theoretische Untersuchung der Borophen-Doppelschicht auf Ag (111)-Substrat15. Im Al-gestützten Modell spendet das Substrat durchschnittlich \(3\times 10^{17}\hbox { e/m}^2\), wovon die untere und die obere Schicht \(1\times 10^) aufnehmen {17}\) bzw. \(2\times 10^{17}\hbox { e/m}^2\). Darüber hinaus spendet das Substrat im Au-gestützten Modell etwa \(12\ \times 10^{17}\hbox { e/m}^2\), von dem die oberen und unteren Borophene \(5\times 10^) aufnehmen {17}\) bzw. \(7\times 10^{17}\hbox { e/m}^2\).

Die Injektion von Elektronen aus dem Substrat gleicht den Elektronenmangel des Borophens aus und schafft so eine gute Voraussetzung für die Bildung kovalenter Bindungen zwischen den beiden Schichten. Die obere Schicht geht nur Bindungen mit der unteren Schicht ein, während die untere Schicht mehr Elektronen abgibt, um Bindungen sowohl mit dem Substrat als auch mit der oberen Schicht einzugehen. Daher ist die Mulliken-Population der oberen Schicht höher. Dies deutet auch auf die Wahrscheinlichkeit der Herstellung von mehr als zweischichtigen Strukturen hin, was einen Weg zur Gewinnung des großschichtigen Bors eröffnet. Wir haben auch die Adhäsionsenergie zwischen den Substraten und der Überschicht berechnet, die jeweils − 0,18, − 0,15 und − 0,22 eV/Å\(^2\) für Ag-, Al- und Au-gestützte Modelle beträgt. Diese Werte zeigen eine stärkere Haftung im Vergleich zum \(\eta _{1/12}\) Borophen auf dem Ag (111)-Substrat (− 0,11 eV/Å\(^2\))15.

Abbildung 3 zeigt auch die orbital projizierte partielle Zustandsdichte (PDOS) der substratgestützten Doppelschichten. In allen drei Modellen sind die p-Orbitale der B- und Substratatome (Ag, Al oder Au) mehr oder weniger die dominantesten Zustände um das Fermi-Niveau. In Au-gestützten Systemen leistet auch das Au-d-Orbital einen wichtigen Beitrag. Andere unbedeutende Staaten wurden aus Gründen der Klarheit aus der Handlung ausgeschlossen. Im Ag-unterstützten Modell dominieren die Bp-Zustände im Valenzband, aber im Leitungsband bilden die Bp- und Ag-p-Zustände eine Orbitalhybridisierung, wobei diese beiden Zustände einen ähnlichen Beitrag leisten. Im Al-gestützten Modell hybridisieren Bp- und Al-p-Orbitale sowohl im Valenz- als auch im Leitungsband im betrachteten Bereich stark miteinander, was ein Zeichen für starke kovalente Bindungen ist. Im Au-gestützten Modell dominieren jedoch die Valenz- und Leitungsbänder bei den Bp-Zuständen und es findet keine offensichtliche Hybridisierung zwischen den Orbitalen der B- und Au-Atome statt. Erwähnenswert ist, dass im Valenzband die Au-d-Orbitale dominanter sind als die Au-p-Orbitale, während sie im Leitungsband nur miteinander hybridisieren. Es ist klar, dass der Grad der Orbitalhybridisierung mit dem Substrat-Überschicht-Abstand (l) korreliert, wie in Tabelle 1 gezeigt. Diese Tabelle zeigt auch einen besseren Vergleich der vorgeschlagenen substratgestützten Modelle in anderen Aspekten.

Bisher haben wir uns nur auf die AA-Stapelung der \(\beta _{12}\)-Doppelschicht-Borophen als Grundkonfiguration konzentriert. Um die Auswirkungen der Schichtverschiebung zu berücksichtigen, haben wir die obere Schicht gegenüber der unteren entlang der Sesselrichtung verschoben. Die Verschiebung entlang der Zickzack-Richtung ist nicht begünstigt, da die freien Bindungen eine schnelle Instabilität verursachen. Die Variation der Energie mit der Sesselverschiebung ist in Abb. 4 dargestellt. Die Energie steigt bei einer Verschiebung von etwa 0,8 Å auf ein Maximum von 0,42 eV an. Dann sinkt es unter einer Verschiebung von etwa 1,7 Å auf das globale Minimum von −0,04 eV ab. Danach steigt und sinkt die Energie trotz eines nicht signifikanten relativen Minimums in einem sich wiederholenden Trend, bis die Doppelschicht wieder in die AA-Stapelung übergeht. Wie im Einschub gezeigt, findet das globale Minimum für die AB-Stapelung statt, bei der die sechsfach gefalteten B-Atome der oberen Schicht über den Sechsecklöchern der unteren platziert werden. Nach vollständiger Relaxation hat diese Struktur die Gitterkonstanten a = 5,03 Å, b = 2,97 Å, die durchschnittliche Bindungslänge R = 1,76 Å und eine Bindungsenergie von − 114,43 eV/Å\(^2\).

Variation der Energie als Funktion der Verschiebung entlang der Sesselrichtung. Die Energie des AA-Stapelns wurde auf Null gesetzt. Die AA- und AB-Stapelungen sind in den Einschüben dargestellt.

Phononendispersion der Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen mit AA- (links) und AB-Stapelungen (rechts). Im Einschub ist auch die Brillouin-Zone dargestellt.

Zustandsdichte (DOS) und Bandstrukturen der AA- und AB-gestapelten \(\beta _{12}\)-Doppelschicht-Borophenmodelle.

Interessanterweise weist die AB-Stapelung im Gegensatz zur AA-Stapelung eine kovalente Wechselwirkung zwischen den Schichten in der entspannten Form mit \(d = 2\) Å auf. Somit benötigt die AB-Stapelung nicht die Unterstützung eines Substrats, um kovalente Zwischenschichtbindungen zu haben. Es wird erwartet, dass das Vorhandensein kovalenter Bindungen zwischen den Schichten die Stabilität der Doppelschicht verbessert. Um diese Effekte zu sehen, haben wir Phononendispersionen sowohl der entspannten AA- als auch der AB-Stapelung berechnet und sie in Abb. 5 verglichen. Die AA-Stapelung weist mehrere negative Moden mit Werten von mehreren zehn cm\(^{-1}\) auf, die Signaturen sind dynamischer Instabilität. Interessanterweise sind in den AB-Stacking-Phononenbändern keine imaginären Moden zu sehen, was ihre hohe Stabilität bestätigt. Dies deutet darauf hin, dass die Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen in einem möglichen Experiment sehr wahrscheinlich mit AB-Stapelung in freistehender Form wächst. Für einen besseren Vergleich zwischen den AA- und AB-Stapelungen beachten Sie bitte Tabelle 2.

Die Bandstrukturen und die partielle Zustandsdichte (PDOS) in Abb. 6 zeigen, dass die AA- und AB-Stapelungen trotz der Unterschiede in der Zwischenschichtbindung die meisten elektronischen Eigenschaften, einschließlich Metallizität und Orbitalzusammensetzung in der Zustandsdichte, gemeinsam haben. Bei den drei Modellen (entspanntes AA, bevorzugtes AA und AB) handelt es sich um Metalle mit dominanten p-Zuständen in der Nähe des Fermi-Niveaus. Zur Bedeutung der mechanischen Eigenschaften für Anwendungen von 2D-Materialien berichten und vergleichen wir im folgenden Abschnitt die mechanischen Eigenschaften der Doppelschicht \(\beta_{12}\) von Borophen mit den AA- und AB-Stapelungen.

Mechanische Eigenschaften von \(\beta _{12}\) Borophen mit AA- und AB-Stapelung. (a, b) Langfristige Spannungs-Dehnungs-Kurven zur Ermittlung der kritischen Dehnungen und Endfestigkeiten. (c, d) Kurzfristige Spannungs-Dehnungs-Kurven im harmonischen Bereich, die zur Berechnung der Young-Module verwendet werden.

Die Kenntnis der mechanischen Eigenschaften eines Materials ist für seine Anwendung in Nanogeräten von entscheidender Bedeutung. Hier berichten wir über kritische Spannungen, Grenzfestigkeiten und Young-Module für zweischichtiges \(\beta_{12}\)-Borophen mit AA- und AB-Stapelungen. Hier wurden die entspannten Strukturen verwendet und es wurden keine Einschränkungen auf die Abstände zwischen den Schichten angewendet. Wir wendeten zunächst eine Zugspannung im Bereich von 0–30 % an, um die mechanische Festigkeit der Strukturen zu bewerten. Wie in Abb. 7a dargestellt, steigt die Spannung der AA-Stapelung bei einer biaxialen Dehnung im Bereich von 0–12 % auf 29,72 N/m. Danach sinkt der Wert plötzlich auf niedrigere Werte. Dies gibt uns die kritische Dehnung und die ultimative Festigkeit unter biaxialer Spannung. Für die Zickzack-Richtung ergibt eine kritische Dehnung von 14 % eine Endfestigkeit von 33,63 N/m, etwas höher als bei den biaxialen Richtungen. Im Fall der Sesselrichtung haben wir zwei kritische Dehnungen von 10 % und 18 %, die nahezu gleiche Streckgrenzen und Endfestigkeiten33,34 von etwa 26 N/m ergeben.

Eine ähnliche Untersuchung wurde für die AB-Stapelung durchgeführt (siehe Abb. 7b). Die kritische biaxiale Dehnung von 8 % ergibt eine Endfestigkeit von 23,18 N/m. Darüber hinaus weist die Zick-Zack-Richtung eine kritische Dehnung und eine Höchstfestigkeit von 12 % bzw. 32,74 N/m auf. Auch hier weist die Sesselrichtung zwei kritische Dehnungen von 10 % und 22 % auf, mit Streckgrenzen und Endfestigkeiten von 19,41 N/m bzw. 30,89 N/m. Unabhängig von der Stapelung können wir sehen, dass die \(\beta_{12}\)-Doppelschicht in Sesselrichtung ein komplizierteres mechanisches Verhalten aufweist. Dies könnte auf die komplexeren Bindungseigenschaften in dieser Richtung zurückzuführen sein.

Definiert durch Gl. (3) Der Elastizitätsmodul ist der Gradient der Spannungs-Dehnungs-Beziehung im harmonischen Bereich. Der harmonische Bereich für die AA- und AB-Stapelung beträgt 0–4 % bzw. −2 bis + 2 %. Der unkonventionelle harmonische Bereich der AA-Stapelung ist auf den zuvor diskutierten strukturellen Phasenübergang bei −0,5 % zurückzuführen. Wie in Abb. 7c, d dargestellt, betragen die Young-Module der AA-Stapelung 420, 322 und 412 N/m für biaxiale, Sessel- und Zickzack-Dehnungen. In ähnlicher Reihenfolge beträgt die AB-Stackung jeweils 356, 230 und 436 N/m. Daher ist die AB-Stapelung entlang der Biaxial- und Armchair-Richtung weicher, in der Zickzack-Richtung jedoch etwas steifer. Wir haben die erhaltenen mechanischen Eigenschaften mit Graphen-, BN- und \(\hbox {MoS}_2\)-Doppelschichten in Tabelle 3 verglichen. Insgesamt schlagen wir vor, dass die Steifigkeit und Nachgiebigkeit von \(\beta _{12}\)-Doppelschicht-Borophen gleich ist höher als \(\hbox {MoS}_2\), aber niedriger als Graphen und BN.

Zusammenfassend haben wir durch Ab-initio-Berechnungen die Doppelschicht-\(\beta_{12}\)-Borophene mit unterschiedlichen Strukturen untersucht. Wir vermuten, dass die Bindung zwischen den Schichten eine wichtige Rolle für die Stabilität der Doppelschicht spielt. Die AA-Stapelung kann nicht spontan kovalente Zwischenschichtbindungen eingehen und kann daher nicht in freistehender Form wachsen. Um stabil zu sein, ist ein Metallsubstrat wie Ag (111), Al (111) und Au (111) erforderlich. Diese Substrate tragen durch die Anwendung einer Druckspannung und die Dotierung von Elektronen dazu bei, dass sich die beiden Borschichten stärker anziehen und Verbindungen zwischen den Schichten herstellen. Allerdings verfügt die AB-Stapelung über kovalente Zwischenschichtbindungen, die sie in freistehender Form stabil machen. Dies wird durch die Phononendispersionsanalyse bestätigt. Wir haben auch die mechanischen Eigenschaften der AA- und AB-Stapel berechnet, die eine höhere Steifigkeit und Nachgiebigkeit der Doppelschicht \(\beta _{12}\) von Borophen als der Doppelschicht \(\hbox {MoS}_2\\) zeigen. Diese Ergebnisse können einen positiven Beitrag für zukünftige Untersuchungen zu Doppelschicht-Borophenstrukturen leisten. Darüber hinaus kann Doppelschicht-\(\beta_{12}\)-Borophen aufgrund seiner geringen Atommasse, seiner hohen mechanischen Nachgiebigkeit und seiner metallischen Natur ein breites Anwendungsspektrum anregen, darunter Energiespeicherung, Biosensorik und Elektroden.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

Ebrahimi, M. Die Geburt des zweischichtigen Borophens. Nat. Chem. 14, 3–4 (2022).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Li, W. et al. Experimentelle Realisierung von Wabenborophen. Wissenschaft. Stier. 63, 282–286 (2018).

Artikel CAS Google Scholar

Mozvashi, SM, Mohebpour, MA, Vishkayi, SI & Tagani, MB Mechanische Festigkeit und Flexibilität in \(\alpha ^{\prime }\) -4h Borophen. Wissenschaft. Rep. 11, 1–9 (2021).

Google Scholar

Mohebpour, MA, Mozvashi, SM, Vishkayi, SI & Tagani, MB Übergang vom Metall zum Halbleiter durch Halbhydrierung von Borophen. Physik. Rev. Mater. 6, 014012 (2022).

Artikel CAS Google Scholar

Mogulkoc, Y., Mogulkoc, A., Guler, H. & Durgun, E. Design von Nanokondensatoren auf Basis von metallischem Borophen und isolierenden Bornitridschichten. Physik. Rev. Mater. 5, 124002 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Vishkayi, SI & Tagani, MB Strom-Spannungs-Kennlinien von Borophen und Borophanschichten. Physik. Chem. Chem. Physik. 19, 21461–21466 (2017).

Artikel Google Scholar

Li, X.-B., Xie, S.-Y., Zheng, H., Tian, ​​WQ & Sun, H.-B. Zweidimensionale Kristalle auf Borbasis: Theoretischer Entwurf, Realisierungsvorschlag und Anwendungen. Nanoscale 7, 18863–18871 (2015).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Saha, S., von der Linden, W. & Boeri, L. Fusionierte Borophene: Eine neue Familie superharter, leichter Materialien. Physik. Rev. Mater. 5, L080601 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zhou, H., Cai, Y., Zhang, G. & Zhang, Y.-W. Überlegene Gitterwärmeleitfähigkeit von einschichtigem Borophen. NPJ 2D Mater. Appl. 1, 1–7 (2017).

Artikel ADS Google Scholar

Zhou, X.-F. et al. Zweidimensionales magnetisches Bor. Physik. Rev. B 93, 085406 (2016).

Artikel ADS Google Scholar

Chand, H., Kumar, A. & Krishnan, V. Nanoblätter auf Borophen- und Borbasis: Jüngste Fortschritte bei Synthesestrategien und Anwendungen im Bereich Umwelt und Energie. Adv. Mater. Schnittstellen 8, 2100045 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Kistanov, AA et al. Erforschung der Ladungslokalisation und Bandlückenöffnung von Borophen: Eine First-Principles-Studie. Nanoscale 10, 1403–1410 (2018).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Vishkayi, SI & Tagani, MB Freistehende \(\chi \) 3-Borophen-Nanobänder: Eine Untersuchung der Dichtefunktionaltheorie. Physik. Chem. Chem. Physik. 20, 10493–10501 (2018).

Google Scholar

Izadi Vishkayi, S. & Bagheri Tagani, M. Kantenabhängige elektronische und magnetische Eigenschaften freistehender \(\beta \) 12-Borophen-Nanobänder. Nano-Mikro-Lett. 10, 1–13 (2018).

Google Scholar

Xu, Y. et al. Quasi freistehende Doppelschicht aus Borophen auf Ag (111). Nano Lett. 22, 3488–3494 (2022).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Gao, N., Wu, X., Jiang, X., Bai, Y. & Zhao, J. Struktur und Stabilität von zweischichtigem Borophen: Die Rolle von hexagonalen Löchern und Zwischenschichtbindung. FlatChem 7, 48–54 (2018).

Artikel CAS Google Scholar

Ma, F. et al. Graphenähnliches zweidimensionales ionisches Bor mit doppelten Dirac-Kegeln bei Umgebungsbedingungen. Nano Lett. 16, 3022–3028 (2016).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Nakhaee, M., Ketabi, SA & Peeters, FM Dirac-Knotenlinie in zweischichtigem Borophen: Tight-Binding-Modell und energieeffizienter Hamilton-Operator. Physik. Rev. B 98, 115413 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Ahn, J. et al. Energetische Stabilität freistehender und metallgestützter Borophene: Quanten-Monte-Carlo- und Dichtefunktionaltheorie-Berechnungen. J. Phys. Chem. C 124, 24420–24428 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Zhong, H., Huang, K., Yu, G. & Yuan, S. Elektronische und mechanische Eigenschaften von mehrschichtigem Borophen. Physik. Rev. B 98, 054104 (2018).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Wu, R., Gao, Y. & Wang, IOP-Konf. Ser. Erdumgebung. Wissenschaft. 702, 012026 (2021).

Artikel Google Scholar

Liu, X. et al. Borophen-Synthese jenseits der Ein-Atom-Schicht-Grenze. Nat. Mater. 21, 35–40 (2022).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Chen, C. et al. Synthese von zweischichtigem Borophen. Nat. Chem. 14, 25–31 (2022).

Artikel PubMed Google Scholar

Li, D. et al. Von zwei- zu dreidimensionalen Van-der-Waals-Schichtstrukturen von Borkristallen: eine Ab-initio-Studie. ACS Omega 4, 8015–8021 (2019).

Artikel CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Sutter, P. & Sutter, E. Groß angelegte Schicht-für-Schicht-Synthese von Borophen auf Ru (0001). Chem. Mater. 33, 8838–8843 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Soler, JM et al. Die Siesta-Methode für die Ab-initio-Order-n-Materialsimulation. J. Phys. Kondensiert. Materie 14, 2745 (2002).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Garcia, A. et al. Siesta: Aktuelle Entwicklungen und Anwendungen. J. Chem. Physik. 152, 204108 (2020).

Artikel ADS CAS PubMed Google Scholar

Momma, K. & Izumi, F. Vesta 3 zur dreidimensionalen Visualisierung von Kristall-, Volumen- und Morphologiedaten. J. Appl. Kristalllogr. 44, 1272–1276 (2011).

Artikel CAS Google Scholar

Luo, Z., Fan, X. & An, Y. First-Principles-Studie zur Stabilität und zum STM-Bild von Borophen. Nanoskalige Res. Lette. 12, 1–8 (2017).

Artikel ADS Google Scholar

Feng, B. et al. Experimentelle Realisierung zweidimensionaler Borschichten. Nat. Chem. 8, 563–568 (2016).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

Zhong, Q. et al. Synthese von Borophen-Nanobändern auf einer Ag(110)-Oberfläche. Physik. Pfr. Fr. Mater. 1, 021001 (2017).

Artikel Google Scholar

Yu, Z., Meng, S. & Liu, M. Brauchbare Substrate für das Waben-Borophen-Wachstum. Physik. Rev. Mater. 5, 104003 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Walker, J., Resnick, R. & Halliday, D. Halliday und Resnick Fundamentals of Physics (Wiley, 2014).

Google Scholar

Goli, M., Mozvashi, S., Aghdasi, P., Yousefi, S. & Ansari, R. Eine dft-Studie über die mechanischen Eigenschaften von hydrierten und fluorierten Germanenschichten. Übergitter-Mikrostruktur. 152, 106854 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Falin, A. et al. Mechanische Eigenschaften von atomar dünnem Bornitrid und die Rolle der Wechselwirkungen zwischen den Schichten. Nat. Komm. 8, 1–9 (2017).

Artikel ADS Google Scholar

Bertolazzi, S., Brivio, J. & Kis, A. Dehnung und Bruch von ultradünnem mos2. ACS Nano 5, 9703–9709 (2011).

Artikel CAS PubMed Google Scholar

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Wir danken dem Forschungsrat der Universität Guilan für die teilweise Unterstützung dieser Forschung.

Fachbereich Physik, Universität Guilan, Postfach 41335-1914, Rasht, Iran

Shobair Mohammadi Mozvashi, Mojde Rezaee Givi und Meysam Bagheri Tagani

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SM M und MR K führten die Simulationen durch und erstellten den ersten Entwurf. MB T betreute das Projekt und alle Autoren finalisierten den Artikel.

Korrespondenz mit Meysam Bagheri Tagani.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Mozvashi, SM, Givi, MR & Tagani, MB Die Auswirkungen von Substrat und Stapelung in zweischichtigem Borophen. Sci Rep 12, 13661 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-18076-0

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Eingegangen: 06. Juni 2022

Angenommen: 04. August 2022

Veröffentlicht: 11. August 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-18076-0

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