질소 도핑 단층 MoS₂의 광갈바닉 효과에 대한 제1원리 연구

초록

본 연구에서는 제1원리 계산과 비평형 그린 함수 형식론을 결합하여 수직 조사 하에서 질소 도핑 단층 이황화 몰리브덴(MoS₂)의 광갈바닉 효과를 조사하였다. 밴드 구조와 결합 상태 밀도(JDOS)를 기반으로 광반응의 거동을 상세히 분석하였다. 이를 통해 광전류가 사라지는 영점(zero point)이 존재하는 다양한 메커니즘을 규명하였다. 특히, 선형 광볼타 효과(LPGE)의 영점은 금지 전이에 기인하는 반면, 원형 광볼타 효과(CPGE)의 영점은 라슈바(Rashba) 및 드레슬하우스(Dresselhaus) 스핀-궤도 결합이 존재하는 상황에서 원자가 밴드와 전도 밴드의 동일한 세기 분할로 인해 발생함을 밝혀냈다. 또한, 질소 도핑 단층 MoS₂에서 선형 편광에 의한 것보다 두 자릿수 더 큰 강한 원형 광갈바닉 효과(CPGE)가 나타남을 확인하였다.

서론

새로운 소재를 탐색하고 그 특이한 물성을 탐구하는 것은 현대 물리학의 주요 테마이다. 현재 그래핀과 마찬가지로 기계적 박리가 가능한 단층 이황화 몰리브덴(MoS₂)에 대한 관심이 높다[1, 2]. 벌크 MoS₂가 간접 밴드 갭 반도체인 반면, 단층 MoS₂는 큰 밴드 갭을 가진 직접 밴드 갭 반도체이다[3]. 단층 MoS₂는 강한 광흡수[5-8]와 높은 캐리어 이동도 등 우수한 광학적·전기적 특성을 지녀 트랜지스터[9]와 초고감도 광검출기[10] 등 중요한 응용이 기대된다. 또한 최근 제1원리 연구들은 도핑을 통해 단층 MoS₂의 전자적·자기적 특성[11-19]을 조절할 수 있음을 보여주어, 큰 잠재력을 가진 스핀트로닉 소자 개발의 길을 열었다[20].

광갈바닉 효과(PGE)는 공간 반전 대칭성이 깨진 반도체에서 빛 조사 시 전자 전류가 유도되는 현상이다. PGE는 원형 편광 또는 선형 편광에 의해 유도될 수 있으며, 각각 원형 광갈바닉 효과(CPGE)와 선형 광볼타 효과(LPGE)로 불린다. 최근 여러 신소재에서 PGE가 관측되었다[21-26]. 예를 들어, GaAs/AlGaAs(2차원 전자 기체 일종)는 LPGE와 CPGE를 모두 나타낸다[27]. CPGE는 HgTe 양자 우물과 Sb₂Te₃ 같은 위상 절연체[28-30]에서도 발견되었다. 주목할 만하게도 일부 바일 반금속[31-33]에서도 CPGE가 보고되었다. 또한 그래핀 PN 접합과 황 도핑 단층 흑린[34-36]에서의 광반응이 Guo 연구팀에 의해 분석되었다. 흥미롭게도 LPGE와 CPGE 모두 광전류가 사라지는 영점을 가질 수 있다. 그러나 이러한 영점을 유도하는 메커니즘은 여전히 열린 질문으로 남아 있다.

단층 MoS₂의 도핑은 실험[37-40]과 이론[11, 41, 42] 양쪽에서 분석되어 왔으며, 특히 질소 도핑 단층 MoS₂[38, 43]가 주목받았다. 본 연구에서는 질소 도핑 단층 MoS₂의 PGE에 대한 제1원리 연구를 수행하였다. 이 물질이 공간적으로 이방적인 CPGE와 LPGE를 보이며 영점을 가짐을 발견하였다. 결합 상태 밀도(JDOS)와 밴드 구조의 결합 분석을 통해 광전류 거동을 상세히 조사하였다. 특히 LPGE와 CPGE의 영점이 서로 다른 메커니즘에서 기인함을 밝혀냈다: 전자는 금지 전이에 의해, 후자는 라슈바와 드레슬하우스 스핀-궤도 결합 하에서 총 스핀 분할이 영이 되기 때문이다.

모델 및 방법

먼저 CASTEP 패키지[44, 45]에서 기하 구조 최적화를 수행하였다. 질소 도핑 단층 MoS₂의 단위 세포에 대해 일반화 기울기 근사(GGA)와 Perdew-Burke-Ernzerhof(PBE) 매개변수화를 교환-상관 퍼텐셜로 사용하였다. 높은 정밀도의 구조를 얻기 위해 평면파 에너지 컷오프를 500 eV로 설정하였다. 역공간에서는 6×12×1 k-포인트를 고려하였다. 총 에너지는 10⁻⁶ eV까지 수렴시켰으며, 각 원자에 작용하는 잔여 힘은 0.01 eV/Å 미만으로 하였다.

다음으로 양자 수송 패키지 Nanodcal[46, 47]을 사용하여 JDOS와 밴드 구조의 자기일관적 계산을 수행하였으며, 이때 GGA_PBE96을 교환-상관 함수로 사용하였다. 여기서는 이중 제타 분극(DZP) 원자 오비탈 베이스를 사용하여 모든 물리량을 전개하였다. 마지막으로 소자의 광전류를 그린 함수 형식론과 밀도 함수 이론(NEGF-DFT) 내에서 계산하였다.

두 개의 프로브 소자 구조는 그림 1에 도시되어 있다. 황 원자가 질소 원자로 도핑되었으며, 그 비율은 16:1로 공간 반전 대칭성이 깨진다. 그림 1a는 산란 영역에 39개 원자를 포함하는 거울 대칭 소자를 보여준다. 측면도[그림 1b]는 구조 최적화 후 얻은 완화된 구성으로, 질소 도핑 단층 MoS₂의 샌드위치 구조를 보여준다.

질소 도핑 단층 MoS₂의 산란 영역 원자들은 수직으로 빛에 조사되었으며, 그 편광 벡터는 다음과 같이 일반적으로 기술된다:

$$ \begin{array}{l} \bf{e} = \left[ {\cos \theta \cos \phi - i\sin \theta \sin \phi} \right]\mathbf{e}_{1}\\ \begin{array}{*{20}{c}} {}&{} \end{array} + \left[ {\sin \theta \cos \phi + i\cos \theta \sin \phi} \right]\mathbf{e}_{2} \end{array}. \eqno(1) $$

여기서 θ는 선형 편광의 편광 각도, φ는 타원 편광의 나선성을 나타내는 위상 각도이며, e_α(α=1,2)는 단위 벡터이다. φ=±45°는 오른쪽/왼쪽 원형 편광에 대응하며, φ=0은 선형 편광에 대응한다. 고려된 시료에서 공간 반전 대칭성이 깨져 있으므로 PGE가 생성된다. 한 리드에서 중심 영역으로의 전류를 〈I〉^(ph)로 표기하고, 양자 수송 패키지 Nanodcal[46, 47]을 사용하여 NEGF-DFT로 계산하였다. 해당 정규화 광전류는 다음과 같다:

$$ {R_{I}} \equiv \frac{{{{\left\langle I \right\rangle }^{\left({ph} \right)}}}}{{e{I_{\omega} }}}. \eqno(2) $$

여기서 I_ω는 단위 시간당 단위 면적을 통과하는 광자 수, 즉 광자 플럭스이다[참조문헌 34-36, 48]. Nanodcal에서 왼쪽 전극의 광전류 I_L^(ph)는 다음과 같이 주어진다[34]:

$$ {{}\begin{aligned} I_{L}^{(ph)} = \frac{{ie}}{h}\int {Tr\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[ {{G^{< \left({ph} \right)}} + {f_{L}}\left(E \right)\left({{G^{> \left({ph} \right)}} - {G^{< \left({ph} \right)}}} \right)} \right]} \right\}} dE, \end{aligned}} \eqno(3) $$

여기서 G^<(ph)와 G^>(ph)는 각각 lesser와 greater 그린 함수(전자-광자 상호작용 포함)이다. Γ_L은 산란 영역과 왼쪽 전극의 결합을 나타낸다. 선형 편광의 경우 광전류는 다음과 같다:

$$ {{}\begin{aligned} \begin{array}{l} I_{L}^{(ph)}=\frac{{ie}}{h}{\int}\{{{\cos}^{2}}\theta\mathrm{{\textstyle Tr}}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{1}^{<\left({ph}\right)}}\right.}\right.\\ \left.\left.+{f_{L}}\left({G_{1}^{>\left({ph}\right)}-G_{1}^{<\left({ph}\right)}}\right)\right]\right\} \\ +{{\sin}^{2}}\theta\text{Tr}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{2}^{<\left({ph}\right)}+{f_{L}}\left({G_{2}^{>\left({ph}\right)}-G_{2}^{<\left({ph}\right)}}\right)}\right]}\right\} \\ +\sin\left({2\theta}\right){2}\text{Tr}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{3}^{<\left({ph}\right)}\,+\,{f_{L}}\left({G_{3}^{>\left({ph}\right)}-G_{3}^{<\left({ph}\right)}}\right)}\right]}\right\} {\left.{\vphantom{{{\cos}^{2}}\theta\mathrm{{\textstyle Tr}}}}\right\} }dE. \end{array} \end{aligned}} \eqno(4) $$

원형 편광의 경우는 다음과 같다:

$$ \begin{array}{l} I_{L}^{(ph)}=\frac{{ie}}{h}{\int}\{{{\cos}^{2}}\phi\mathrm{{\textstyle Tr}}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{1}^{<\left({ph}\right)}}\right.}\right.\\ \left.\left.+{f_{L}}\left({G_{1}^{>\left({ph}\right)}-G_{1}^{<\left({ph}\right)}}\right)\right]\right\} \\ +{{\sin}^{2}}\phi\text{Tr}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{2}^{<\left({ph}\right)}+{f_{L}}\left({G_{2}^{>\left({ph}\right)}-G_{2}^{<\left({ph}\right)}}\right)}\right]}\right\} \\ +\frac{{\sin\left({2\phi}\right)}}{2}\text{Tr}\left\{ {{\Gamma_{L}}\left[{G_{3}^{<\left({ph}\right)}\,+\,{f_{L}}\left({G_{3}^{>\left({ph}\right)}-G_{3}^{<\left({ph}\right)}}\right)}\right]}\right\} {\left.\right\} }dE. \end{array} \eqno(5) $$

이들 중 G₁^>/<(ph)와 G₂^>/<(ph)는 다음과 같은 동일한 표현을 가진다:

$$ G_{1}^{^{> / < \left({ph} \right)}} = \sum\limits_{\alpha,\beta = x,y,z} {{C_{0}}NG_{0}^{r}} {e_{1\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{1\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}, \eqno(6) $$ $$ G_{2}^{^{> / < \left({ph} \right)}} = \sum\limits_{\alpha,\beta = x,y,z} {{C_{0}}NG_{0}^{r}} {e_{2\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{2\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}, \eqno(7) $$

여기서 G₀^a와 G₀^r은 각각 진전된(advanced) 및 지연된(retarded) 그린 함수(광자 없음)이다. p_α/β는 전자 운동량의 데카르트 성분이다. e_1/2β는 단위 벡터의 데카르트 성분. N은 광자 수. C₀ = I_ω(e/m₀)²ℏ√(μ_rε_r)/2Nωεc, 여기서 c는 빛의 속도, ω는 빛의 주파수. ε과 ε_r은 유전 상수와 상대 유전 상수. μ_r은 상대 투자율. m₀은 자유 전자 질량. 선형 편광의 경우:

$$ \begin{array}{l} G_{3}^{^{> / < \left({ph} \right)}} = \sum\limits_{\alpha,\beta = x,y,z} {{C_{0}}N\left({G_{0}^{r}{e_{1\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{2\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}}\right.} \\ \begin{array}{*{20}{c}} {}&{}&{}&{}&{}&{}&{}&{} \end{array} + G_{0}^{r}{e_{2\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{1\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}). \end{array} \eqno(8) $$

원형 편광의 경우:

$$ \begin{array}{l} G_{3}^{^{> / < \left({ph} \right)}} = \pm i\sum\limits_{\alpha,\beta = x,y,z} {{C_{0}}N\left({G_{0}^{r}{e_{1\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{2\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}}\right.} \\ \begin{array}{*{20}{c}} {}&{}&{}&{}&{}&{}&{}&{} \end{array} - G_{0}^{r}{e_{2\alpha }}p_{\alpha}^{\dag} G_{0}^{> / < }{e_{1\beta }}{p_{\beta} }G_{0}^{a}). \end{array} \eqno(9) $$

이후 PGE 분석의 핵심 요소는 JDOS로, 점유된 원자가 밴드와 비점유 전도 밴드 사이의 전자 상태 간 허용된 광학 전이 수를 측정한다[49-53]. 주파수 ω의 광자에 의한 여기와 대응하는 JDOS는 다음과 같다:

$$ {J_{cv}}\left({\hbar \omega} \right) = \int\limits_{\text{BZ}} {\frac{{2d\bf k} }{{{{\left({2\pi} \right)}^{3}}}}} \delta \left[ {{E_{c}}\left(\mathbf{k} \right) - {E_{v}}\left(\mathbf{k} \right) - \hbar \omega} \right], \eqno(10) $$

여기서 E_c(k)와 E_v(k)는 운동량 k에서 전도 밴드와 원자가 밴드의 전자 상태 에너지를 나타낸다. 비간출 밴드를 가진 2차원 시스템의 경우 JDOS는 다음과 같이 다시 쓸 수 있다:

$$ {J_{cv}}\left({\hbar \omega} \right) = \int\limits_{\text{BZ}} {\frac{{d\bf k} }{{{{\left({2\pi} \right)}^{2}}}}} \delta \left[ {{E_{c}}\left(\mathbf{k} \right) - {E_{v}}\left(\mathbf{k} \right) - \hbar \omega} \right]. \eqno(11) $$

결과 및 논의

그림 2는 단층 MoS₂와 질소 도핑 단층 MoS₂의 밴드 구조를 보여준다. 기존 문헌에서 단층 MoS₂는 1.90 eV의 밴드 갭을 가진 직접 밴드 갭 반도체로 알려져 있다[3, 4]. 도핑 전[그림 2a]과 후의 밴드 구조를 비교하기 위해 브릴루앙 영역에서 동일한 경로를 선택하였다. 질소 도핑 단층 MoS₂에서는 페르미 레벨을 가로지르는 불순물 유도 밴드가 관측되며, 이는 원자가 밴드 상단에 가깝다[그림 2b]. 따라서 질소 도핑 단층 MoS₂는 p형 반도체이다. 중요하게도, 공간 반전 대칭성이 깨져 있기 때문에 외부 전압 없이도 도핑에 의해 순수한 단층 MoS₂의 에너지 밴드가 추가로 분할된다. 알려진 바와 같이 이러한 에너지 밴드 분할은 원형 편광 조사 시 스핀-궤도 결합을 가능하게 하여 CPGE의 중요한 메커니즘을 제공한다.

이제 NEGF-DFT 계산으로 얻은 수직 조사 빛 하에서 질소 도핑 단층 MoS₂의 광반응을 연구한다. 그림 3은 LPGE와 CPGE의 광반응 함수를 보여준다. LPGE의 경우 θ=π/4, φ=0°; CPGE의 경우 θ=0°, φ=π/4. 광자 에너지는 0~2.3 eV 범위(간격 0.1 eV)이다. 그림 3에서 질소 도핑 단층 MoS₂의 CPGE 광반응은 LPGE보다 두 자릿수 더 강하다. LPGE의 광반응은 전체 영역에서 거의 0에 가깝게 유지되며, 이는 소자 구조의 대칭성의 직접적 결과이다. 반면 CPGE는 0.7 eV 이후 발생하는데, 이는 고대칭점 Y에서 불순물 밴드와 전도 밴드 사이의 에너지 갭과 가깝다[그림 2b 참조]. 이는 전자 전이가 직접적임을 의미한다. 또한 광자 에너지가 1.7 eV 이상일 때 CPGE가 유의미해진다. 광자 에너지가 더 증가하면 광반응 크기가 비선형적으로 변하면서 방향이 양에서 음으로 바뀐다.

위 현상에 대한 직관을 얻기 위해, 광전류가 광흡수 계수 α와 밀접하게 연관됨을 주목한다:

$$\begin{array}{@{}rcl@{}} \alpha &=& \frac{{n\omega }}{{\pi}m_{e}^{2}c_{0}^{3}}\int_{\text{BZ}}d\mathbf{k}\left|\mathbf{s}\cdot\mathbf{M}_{cv}(\mathbf{k}) \right|^{2} \\ &&\delta \left[E_{c}(\mathbf{k'}) - E_{v}(\mathbf{k}) - \hbar \omega \right]. \end{array} \eqno(12) $$

여기서 n은 굴절률, c₀은 진공 중 빛의 속도, m_e은 전자 질량. 또한 s는 전자기파 벡터 포텐셜의 단위 벡터. 행렬 요소 M_cv는 운동량 p에 대응하며 〈c,k|p|v,k〉 형태를 가진다. 여기서 |v(c),k〉는 준운동량 k에서 원자가(전도) 밴드의 전자 상태. 광전류 발생에는 α>0이 필요함을 유의한다. 식 (12)은 광전류가 행렬 요소 M_cv와 JDOS라는 두 양에 결정적으로 의존함을 시사한다.

그림 4는 시료의 JDOS를 보여준다. 광자 에너지 0.5 eV 이하에서 JDOS는 거의 0으로, 전자가 여기되기 어려움을 나타낸다. 그러나 광자 에너지가 0.5 eV를 초과하면 JDOS에 일련의 피크가 나타난다. 그림 4에서 0.69 eV와 0.76 eV에서 두 피크가 발생한다(녹색 점선). 이는 고정점 Y와 Γ에서 원자가 밴드에서 불순물 밴드로 전자를 여기시키는 최소 에너지에 대응한다[그림 2b 참조]. 또한 광자 에너지가 0.94 eV, 1.03 eV, 1.925 eV일 때도 피크가 관측된다. 이들은 각각 고정점 Y, Γ, S에서 불순물 밴드에서 전도 밴드로의 광학 여기와 대응한다. 게다가 1.65 eV와 1.89 eV의 피크(검은 점선)는 고정점 Y와 Γ에서 원자가 밴드에서 전도 밴드로의 전자 전이에 대응한다. 1.89 eV 이후 JDOS는 지수 함수처럼 급격히 증가하며, 이 경향은 광흡수율 실험[40]과 일치한다. 또한 질소 도핑 단층 MoS₂가 가시광선 영역에서 강한 빛 흡수를 보임도 실험 결과와 일치한다.

그림 4와 그림 3을 대조하면 JDOS와 광반응 사이의 밀접한 연관성이 나타난다. 둘 다 광자 에너지 0.5 eV 이하에서 거의 0이며, 0.6~1.7 eV 영역에서 0이 아니지만 작게 유지되다가, 1.7~2.3 eV 영역에서 유의미하게 증가하고 강하게 변동한다. 특히 광자 에너지 1.7 eV에서 CPGE 광반응이 뚜렷한 피크를 보인다. 그림 2b와 결합하면, 1.7 eV 광자 에너지로 원자가 밴드에서 전도 밴드로 여기되는 전자는 제한적이지만, 불순물 밴드를 매개로 두 단계 전이(원자가→불순물→전도)가 가능하므로 광반응이 최대 진폭을 가짐을 알 수 있다.

광전류 거동을 더 이해하기 위해, 선형 편광 각도 θ에 대한 LPGE 광반응을 그림 5a에 도시하였다. 광반응 진폭이 ~ sin(2θ)로 동작함을 알 수 있다. 이는 법선 입사 하에서 C_s 대칭성을 가진 물질의 LPGE에 대한 현상론적 이론과 일치한다: R_x ∝ E₀²χ_xxysin(2θ) [21, 26, 54-56]. 흥미롭게도 광자 에너지 2.0 eV에서 sin(2θ) 거동을 보이던 광반응 함수가 2.1 eV에서는 -sin(2θ)가 된다. 따라서 2.0 eV와 2.1 eV 사이에 광전류가 사라지는 영점이 필연적으로 존재한다. 영점을 찾기 위해 이분법 기반 방법으로 선형 편광 에너지에 대한 광반응 변화를 그림 5b에 도시하였다. θ=π/4에서 영점은 2.0012 eV 광자 에너지에서 발생한다. 앞서 식 (12)에 따라 광전류는 JDOS와 운동량 행렬 요소에 의존한다. 우리 계산에서 JDOS는 항상 유한하므로, 영점 발생은 전자 전이의 부재, 즉 금지 전이 때문으로만 설명될 수 있다.

비교를 위해, 위상 각도 φ에 대한 CPGE 광반응을 그림 6에 요약하였다. R_x∼sin(2φ)로, 현상론적 예측 R_x ∝ E₀²γ_xzsin(2φ)와 일치한다. LPGE와 유사하게 CPGE도 영점을 가지며, 그림 6b에서 2.2560 eV에서 발생한다. 여기서는 전이 행렬이 항상 유한하므로, LPGE의 경우처럼 금지 전이로 설명할 수 없다. 대신 CPGE가 라슈바 SOC와 드레슬하우스 SOC와 깊이 연관되어 있으며, 이들이 각각 원자가 밴드와 전도 밴드의 분할에 서로 다른 세기로 영향을 미침을 이용한다. 두 밴드의 분할이 동일한 특정한 경우, 전도 밴드에서 여기된 전자들은 ±k_x에서 반대 운동량을 가지게 된다. 결과적으로 전도 밴드의 순 전자 전류가 0이 되어 CPGE 영점의 존재를 설명한다.

흥미롭게도 그림 3, 5, 6에서 보듯 질소 도핑 단층 MoS₂의 CPGE 광반응은 LPGE보다 두 자릿수 더 강하다. 이는 다음과 같이 이해된다. LPGE에서는 비대칭 캐리어 산란에 의해 광전류가 유도된다. 반면 CPGE에서는 물질이 조사될 때 라슈바 SOC와 드레슬하우스 SOC 하에서 전도 밴드 전자들이 불균형한 점유를 보이기 때문에 발생한다: 조명 전, 질소 도핑 단층 MoS₂의 깨진 공간 반전 대칭성으로 인해 순수한 시료의 에너지 밴드 중복도가 드레슬하우스 SOC에 의해 해제된다. 그런 다음 원형 편광 조사 시 광자의 각운동량이 라슈바 SOC를 통해 전자의 스핀 각운동량으로 전달된다. 전반적 결과로, 광학 선택 규칙 Δm_s=0, ±1을 만족하는 전자들이 전도 밴드로 여기될 수 있다. 이는 선형 편광에서 전자 스핀 각운동량이 불변(Δm_s=0)인 LPGE와 다르다. 따라서 라슈바 SOC와 CPGE의 Δm_s=±1로 인해 전자 전이 확률이 극적으로 증가하여 더 강한 광반응을 낳는다.

마지막으로 계산 결과, 우리 시스템에서 광자 에너지가 외부 바이어스 없이 전기로 변환되며, 질소 도핑 단층 MoS₂의 가시광선 흡수가 강함(특히 1.6~2.3 eV, 즉 적색~녹색 빛)을 확인하였다[그림 3 참조]. 따라서 2D 광전 소자[57], 레이저[58], 단일 광자 방출기[59]에 적합한 소재이다. 또한 주어진 광자 에너지에서 광반응이 편광·위상 각도에 대해 R∼sin(2θ)로 규칙적으로 변하므로, 편광과 위상 각도를 제어하여 광전류를 조절할 수 있다. 그러나 LPGE가 미약하므로 큰 광전류를 얻기 위해 원형 편광 사용을 권장한다. 또한 JDOS와 밴드 구조 분석이 광전류에 대한 합리적 설명을 제공하므로, 광전자 실험적 발견에 대한 이론적 기반이 된다.

결론

요약하면, NEGF-DFT 기반으로 수직 조사 하에서 질소 도핑 단층 MoS₂의 PGE에 대한 제1원리 연구를 제시하였다. 밴드 구조와 결합 상태 밀도 분석을 결합하여 광반응 거동에 대한 만족스러운 설명을 제공하였다. LPGE와 CPGE 모두에서 광전류 영점이 존재하지만, 그 기저 메커니즘은 다르다. LPGE의 경우 2.0012 eV 광자 에너지에서 원자가 밴드에서 전도 밴드로의 전자 여기와 관련된 전이 행렬 요소가 사라지는 금지 전이로 인해 영점이 발생한다. 반면 CPGE의 경우 2.2560 eV에서 관련 전이는 항상 허용되지만, 라슈바 SOC와 드레슬하우스 SOC의 존재로 인해 순 전류가 0이 된다. 또한 질소 도핑 단층 MoS₂의 CPGE 광반응은 LPGE보다 두 자릿수 더 강하다. 일반적으로 광자 에너지, 편광 종류, 편광 각도를 변경하여 2D 광전 소자에서 광전류를 효과적으로 제어할 수 있다. 본 이론 연구가 나노소재의 광갈바닉 효과에 대한 진행 중인 탐구에 빛을 비추고, 단층 MoS₂를 이용한 광전자 및 광전 응용의 새로운 길을 열기를 기대한다.

데이터 및 재료 가용성

본 연구 동안 생성되거나 분석된 모든 데이터는 논문 내에 포함되어 있다.

약어

CPGE:

원형 광갈바닉 효과 (Circular photogalvanic effect)

LPGE:

선형 광볼타 효과 (Linear photovoltaic effect)

JDOS:

결합 상태 밀도 (Joint density of states)

GGA:

일반화 기울기 근사 (Generalized gradient approximation)

PBE:

Perdew-Burke-Ernzerhof

DZP:

이중 제타 분극 (Double zeta polarized)

DFT:

밀도 함수 이론 (Density functional theory)

NEGF:

비평형 그린 함수 방법 (Non-equilibrium Green's function method)