Kỹ thuật điều chỉnh các đặc tính điện tử của đơn lớp ZnGeN2 hai
chiều bằng điện trường và biến dạng
Pham Dinh Khang1, Hoang Van Ngoc1
1
Viện Phát triển Ứng dụng, Đại học Thủ Dầu Một, Binh Duong Province, Vietnam.
E-mail:

TÓM TẮT: Trong nghiên cứu này, bằng các phép tính nguyên tắc đầu tiên, chúng tơi đã
nghiên cứu các đặc tính cấu trúc và điện tử của vật liệu hai chiều đơn lớp ZnGeN2 và ảnh hưởng
của biến dạng và điện trường đến các tính chất đó. Đơn lớp ZnGeN2 là một cấu trúc ổn định về
mặt động lực học ở nhiệt độ phòng. Ở trạng thái cơ bản, đơn lớp ZnGeN2 sở hữu tính chất bán
dẫn với độ rộng vùng cấm xiên được tính tốn bằng 1,73/2,96 eV khi sử dụng các phương pháp
PBE/HSE06. Thêm vào đó, các đặc tính điện tử của đơn lớp ZnGeN2 có thể được điều khiển
bằng kỹ thuật biến dạng và điện trường. Cả biến dạng hai trục và biến dạng một trục đều gây ra
sự thay đổi độ rộng vùng cấm và dẫn đến sự chuyển đổi từ chất bán dẫn sang kim loại và từ vùng
cấm xiên sang thẳng. Trong khi đó, điện trường làm giảm độ rộng vùng cấm và gây ra quá trình
chuyển đổi kim loại - bán dẫn. Phát hiện của chúng tôi cho thấy đơn lớp ZnGeN2 là ứng cử viên
rất hứa hẹn cho các thiết bị nano đa chức năng hiệu suất cao.
TỪ KHĨA: tính tốn DFT, đơn lớp ZnGeN2, tính chất điện tử, điện trường, biến dạng
ABSTRACT: In this work, by first-principles calculations, we investigate the structural
and electronic properties of a two-dimensional ZnGeN2 layer as well as the effects of strains and
electric fields. The ZnGeN2 monolayer is known to be a dynamically stable structure at room
temperature. In the ground state, the ZnGeN2 monolayer possesses semiconductor characters
with an indirect band gap of 1.73/2.96 eV obtained by PBE/HSE06 calculations. Furthermore,
the electronic properties of the ZnGeN2 monolayer can be controlled by strain and electric field
engineering. Both biaxial and uniaxial strain give rise to a band gap change and lead to the
transition from semiconductor to metal and from indirect to direct band gap. While the electric
field leads to a decrease in the band gap and gives rise to the metal-semiconductor transition. Our
findings suggest that the ZnGeN2 monolayer is a promising candidate for high-performance
multifunctional nanodevices.
KΕWORDS: DFT calculation, gas adsorption, ZnGeN2 monolayer, electronic properties,

gas sensor.

28


1. GIỚI THIỆU
Các vật liệu hai chiều (2D) tựa graphene [1] và graphene [2, 3] đã nhận được sự quan tâm
nghiên cứu rộng rãi nhờ vào các tính chất hấp dẫn của chúng và các ứng dụng tiềm năng trên
nhiều lĩnh vực. Graphene là một trong những vật liệu 2D hấp dẫn nhất vì các đặc tính tuyệt vời
của nó, bao gồm phổ điện tử đặc biệt [4] và hiệu ứng Hall lượng tử [5]. Tuy nhiên, graphene [6]
khơng có vùng cấm trong cấu trúc điện tử, khiến nó khơng phù hợp để chế tạo các thiết bị mạch
tích hợp. Để khắc phục nhược điểm này của graphene, một vùng cấm trong graphene có thể được
mở bằng các cách kỹ thuật khác khác nhau như sử dụng chất pha tạp, sử dụng điện trường hoặc
biến dạng. Một phương hướng khác là tìm kiếm các vật liệu 2D mới. Hiện tại, rất nhiều vật liệu
2D đã được phát hiện bằng thực nghiệm hoặc được dự đoán bằng phương pháp lý thuyết, chẳng
hạn như họ dichalcogenides kim loại chuyển tiếp 2D (TMDCs) [7–12], các chất tựa phosphorene
[13–15], các nitrua cacbon graphit (g-CN) [16, 17] và nhiều loại vật liệu 2D khác [18 –24]. Kế
tiếp cho việc khám phá ra các vật liệu 2D mới, các nhà khoa học nỗ lực xác định các đặc tính vật
lý và hóa học đặc biệt của chúng. Chẳng hạn, Wang và các cộng sự [25] đã nghiên cứu các đặc
tính vật lý và hóa học của các TMDC 2D cũng như các đặc tính có thể điều chỉnh của chúng theo
các phương pháp khác nhau, bao gồm biến dạng, xen phủ và điện trường. Bằng các phép tính
nguyên tắc đầu tiên, Gomes và các cộng sự [26] đã nghiên cứu các đặc điểm cấu trúc, điện tử và
quang học của các monochalcogenide nhóm IV giống như phosphoren. Họ đã chứng minh rằng
những vật liệu 2D này là ứng cử viên đầy hứa hẹn cho quang điện tử và spintronics. Do sở hữu
những đặc tính đặc biệt được mơ tả ở trên, vật liệu 2D có thể được sử dụng cho nhiều ứng dụng
trong tương lai, chẳng hạn như quang điện tử, điện tử nano và quang xúc tác.
Gần đây, rất nhiều vật liệu nitrit nhóm bậc ba II-IV khác nhau bao gồm các nguyên tố có
nhiều trong đất đã nhận được sự quan tâm đáng kể do các đặc tính điện tử thuận lợi của chúng và
chúng có thể thân thiện với mơi trường [27, 28]. Kẽm-gecmaninitride (ZnGeN2) là một thành
viên của họ nhóm II-IV-N2 đã thu hút nhiều sự chú ý. Tinh thể nguyên tử của ZnGeN2 có nguồn

gốc từ nhóm III-nitride, trong đó các ion Zn và Ge được sử dụng để thay thế các ion nhóm III.
Vật liệu ZnGeN2 rất giống với GaN [29], do đó, nó có thể được coi là một ứng cử viên đầy hứa
hẹn cho các ứng dụng quang điện tử. Cho đến nay, các đặc tính cấu trúc và điện tử của đơn lớp
ZnGeN2 vẫn chưa được khám phá nhiều. Do đó, trong cơng trình này, chúng tơi đã sử dụng các
tính tốn từ các ngun lý đầu tiên dựa trên lý thuyết hàm mật độ để khảo sát các đặc tính cấu
trúc và điện tử của đơn lớp ZnGeN2, cũng như ảnh hưởng của kỹ thuật biến dạng và điện trường
đến các tính chất đó.
2. PHƯƠNG PHÁP TÍNH TỐN
Các tính tốn về đặc tính cấu trúc và điện tử được thực hiện bằng các phép tính nguyên tắc
đầu tiên dựa trên lý thuyết hàm mật độ (DFT) trong gói mơ phỏng Quantum Espresso [30, 31].
Hàm Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE) được sử dụng để mô tả năng lượng tương quan-trao đổi
trong phép xấp xỉ gradient tổng quát (GGA [32]). Năng lượng ion-điện tử được mơ tả bằng giả
thế sóng tăng cường PAW [33]. Năng lượng cắt cho hàm sóng được đặt là 510 eV. Ngưỡng hội
29


tụ của tổng các lực và năng lượng của siêu tế bào được đặt lần lượt là 10-3 eV/Å và 10-6 eV.
Lưới điểm k 12x12x1 trong vùng không gian mạng đảo (BZ) được sử dụng cho cả tính tốn tối
ưu hóa hình học và tính tốn điện tử. Để tránh các tương tác không mong muốn giữa các đơn lớp
tuần hồn, chúng tơi đã sử dụng độ dày chân khơng bằng 25 Å. Chức năng kết hợp HεdScuseria-Ernzerhof (HSE06) cũng được sử dụng để thu được giá trị độ rộng vùng cấm chính xác
hơn. Hiệu chỉnh lưỡng cực đã được áp dụng trong tất cả các tính tốn. Các đường cong phân tán
phonon của đơn lớp ZnGeN2 được xác định bằng cách sử dụng gói phần mềm PHONONY [34].
Để tính tốn phonon, một supercell có kích thước 4x4x1 được sử dụng, ngưỡng hội tụ của tổng
năng lượng được hội tụ bằng 10-6 eV. Mô phỏng động lực học phân tử (AIMD) [35, 36] cũng
được thực hiện để đánh giá độ ổn định nhiệt động lực học của vật liệu. Cụm nhiệt độ-thể tíchmol (NVT) khơng đổi với bộ điều nhiệt Nose-Hoover được sử dụng với một siêu tế bào
12x12x1. Bước thời gian và tổng thời gian được đặt lần lượt là 1 fs và 8 ps.

Hình 1. (a) Cấu trúc ngun tử của đơn lớp ZnGeN2. Các hình trịn màu tím, xanh lam và
xanh lục lần lượt đại diện cho các nguyên tử Zn, Ge và N. (b) Đường cong phân tán photon, (c)
sự biến đổi của tổng năng lượng của hệ theo mô phỏng AIMD và (d) Thế năng tĩnh điện của đơn

lớp ZnGeN2.
3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN
Trước tiên chúng tôi đã xác định cấu trúc nguyên tử của đơn lớp ZnGeN2 như được minh
họa trong Hình 1 (a). Đơn lớp ZnGeN2 có cấu trúc phẳng với 8 nguyên tử trong mỗi ô đơn vị.
Các thông số mạng của đơn lớp ZnGeN2 được tính là a = 6,49 Å và b = 5,53 Å. Tính ổn định
động học của đơn lớp ZnGeN2 được xác nhận bằng cách biểu diễn các đường cong phân tán
phonon, như thể hiện trong Hình 1 (b). Chúng tơi nhận thấy rằng sự phân tán phonon của đơn lớp
ZnGeN2 bao gồm hoàn toàn 24 nhánh, trong đó có ba nhánh âm thanh và 21 nhánh quang học.
Tất cả các nhánh này đều có giá trị dương, do đó, đơn lớp ZnGeN2 là ổn định động học ở trạng
thái cơ bản. Hơn nữa, mô phỏng AIMD trong Hình 1 (c) chứng minh rằng có sự thay đổi nhỏ
trong tổng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 trước và sau khi nung ở nhiệt độ phòng trong
khoảng thời gian 8 ps, xác nhận độ bền nhiệt của đơn lớp ZnGeN2. Thế tĩnh điện của đơn lớp
ZnGeN2 được minh họa trong Hình 1 (d).
Tiếp theo, chúng tơi đã nghiên cứu các đặc tính điện tử của đơn lớp ZnGeN2, như được thể
hiện trên Hình 2. Các cấu trúc vùng được tính tốn của đơn lớp ZnGeN2 được thực hiện bằng
30


cách sử dụng các phép tính PBE và HSE06 tương ứng được mơ tả trong Hình 2 (a) và Hình 2 (b).
Cả hai phương pháp PBE và HSE06 đều cho thấy tính chất bán dẫn của đơn lớp ZnGeN2 với
vùng cấm xiên. Độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 được tính là 1,73 eV bằng phương pháp
PBE, trong khi nó được tính là 2,98 eV bằng phương pháp HSE06. Sự khác biệt trong các giá trị
độ rộng vùng cấm PBE và HSE06 là do sự thay đổi của đỉnh của vùng hóa trị (VBM) và đáy của
vùng dẫn (CBM). Đối với cả hai phương pháp PBE và HSE06, đỉnh của vùng hóa trị của đơn lớp
ZnGeN2 nằm ở điểm X, còn đáy của vùng dẫn nằm ở điểm G. Phát hiện này cho thấy rằng cả
phương pháp PBE và HSE06 đều có thể dự đốn chính xác tính chất điện tử của đơn lớp
ZnGeN2. Do đó, phương pháp PBE được sử dụng cho tất cả các phép tính tiếp theo. Cấu trúc
vùng dự phóng của đơn lớp ZnGeN2 được mơ tả trong Hình 2 (c). Sự đóng góp của tất cả các
nguyên tử của đơn lớp ZnGeN2 vào cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 (Hình 1 (d))
cho thấy rằng đỉnh của vùng hóa trị được tạo bởi các nguyên tử N, trong khi đáy của vùng dẫn

được tạo ra bởi sự lai hóa giữa các nguyên tử N và Ge.

Hình 2. Cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 thu được từ (a) PBE và (b) HSE. (c)
Cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 theo sự đóng góp của các orbital nguyên tử. Các
vịng trịn màu đỏ, xanh lục và tím lần lượt đại diện cho các nguyên tử Zn, Ge và N.
Với độ rộng vùng cấm thích hợp, đơn lớp ZnGeN2 phù hợp cho các ứng dụng điện tử và
quang điện tử. Hơn nữa, các đặc tính điện tử của vật liệu có thể được điều chỉnh bởi các điều
kiện bên ngồi, bao gồm kỹ thuật biến dạng hoặc điện trường. Do đó, chúng tơi đã nghiên cứu
khả năng sử dụng các biến dạng và điện trường để kiểm soát các đặc tính điện tử của đơn lớp
ZnGeN2. Sự biến đổi của độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 trong kỹ thuật biến dạng, bao
gồm các biến dạng hai trục và một trục được mơ tả trong Hình 3. Biến dạng hai trục được áp
dụng dọc theo các hướng x và y trong mặt phẳng, trong khi biến dạng đơn trục được áp dụng
trong hướng x hoặc y. Biến dạng được xác định bởi ε = (l - l0)/l0, trong đó l và l0 lần lượt là
thông số mạng của đơn lớp ZnGeN2 khi có và khơng có biến dạng. Hơn nữa, để đánh giá độ ổn
định của vật liệu đó khi chịu biến dạng, chúng tơi tính năng lượng biến dạng là: ES = (ESM EUSM)/n [37–40], trong đó ESM và EUSM là tổng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 chịu biến
dạng và nguyên bản, n là số nguyên tử trong mỗi ô đơn vị của đơn lớp ZnGeN2. Năng lượng
biến dạng của đơn lớp ZnGeN2 như là một hàm của biến dạng hai trục, biến dạng đơn trục dọc
theo hướng x và hướng y được minh họa trong Hình 3 (a-c). Có thể quan sát thấy rằng năng
31


lượng biến dạng được mô tả bằng hàm bậc hai dưới tất cả các biến dạng hai trục và một trục
được xem xét. Phát hiện này chỉ ra rằng tất cả các biến dạng có thể đảo ngược và nằm trong giới
hạn đàn hồi. Do đó, cấu trúc mạng tinh thể có thể duy trì sự ổn định dưới các biến dạng được
xem xét. Hơn nữa, để xác nhận độ ổn định cơ học của đơn lớp như vậy, chúng tơi đã tính tốn
các hằng số đàn hồi trong mặt phẳng của đơn lớp. Đối với vật liệu 2D, có bốn hằng số đàn hồi
độc lập, bao gồm C11, C22, C12 và C66. Kết quả của chúng tôi cho thấy các hằng số đàn hồi
trong mặt phẳng của đơn lớp ZnGeN2 được tính là C11 = 426,15 N/m, C12 = 215,81 N/m, C22
= 474,06 N/m và C66 = 141,78 N/m. Các hằng số đàn hồi của đơn lớp ZnGeN2 thỏa mãn yêu
cầu của các tiêu chí Born [41] bao gồm C11> 0, C66 > 0 và C11-C12 > 0, điều này càng chứng

tỏ độ bền cơ học của đơn lớp ZnGeN2. Tất cả các cuộc thảo luận đã đề cập ở trên gợi ý rằng đơn
lớp ZnGeN2 ổn định về mặt cơ học khi chịu biến dạng đến 18%.

Hình 3. Năng lượng biến dạng và sự phụ thuộc của độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2
vào biến dạng hai trục dọc theo các hướng x và y (a, d) và biến dạng đơn trục dọc theo hướng x
(b, e) và theo hướng y (c, f). Các mơ hình giản đồ của kỹ thuật biến dạng trên đơn lớp ZnGeN2
được thể hiện trên các hình (d, e, f).
Sự phụ thuộc của độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng hai trục được mơ
tả trong Hình 3 (d). Có thể thấy rằng độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 rất nhạy cảm với
biến dạng hai trục. Với việc áp dụng biến dạng kéo hai trục, độ rộng vùng cấm giảm từ 1,73 eV ở
trạng thái không biến dạng xuống 0 eV ở biến dạng 12%. Điều này chứng tỏ rằng quá trình
chuyển từ bán dẫn sang kim loại có thể đạt được trong đơn lớp ZnGeN2 khi áp dụng biến dạng
kéo hai trục 12%. Trong khi, với việc áp dụng biến dạng nén hai trục ở -6%, độ rộng vùng cấm
của đơn lớp ZnGeN2 tăng lên đến 2,08 eV. Tuy nhiên, khi tiếp tục gia tăng biến dạng nén hai
trục từ -6% lên -12%, độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 giảm dần từ 2,08 eV xuống 1,71
eV.
32


Cơ chế của sự thay đổi độ rộng vùng cấm có thể được mơ tả bằng cách phân tích cấu trúc
vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng hai trục, như được thể hiện trên Hình 4. Khi biến
dạng kéo hai trục được áp dụng, cả VBM và CBM của đơn lớp ZnGeN2 đều dịch chuyển về mức
Fermi, dẫn đến giảm độ rộng vùng cấm cấm. Khi áp dụng biến dạng kéo 12%, CBM của đơn lớp
ZnGeN2 vượt qua mức Fermi, cho thấy sự chuyển đổi từ chất bán dẫn sang kim loại. Với việc áp
dụng biến dạng nén lên đến -6%, CBM của đơn lớp ZnGeN2 gần như khơng thay đổi, trong khi
VBM dịch chuyển xuống phía dưới xa mức Fermi, dẫn đến tăng độ rộng vùng cấm. Ngoài ra, khi
áp dụng biến dạng kéo hai trục, VBM của đơn lớp ZnGeN2 dịch chuyển từ điểm X sang điểm G,
cho thấy rằng cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 chuyển đổi từ bán dẫn xiên sang
thẳng. Khi biến dạng nén tiếp tục gia tăng, CBM của đơn lớp ZnGeN2 có xu hướng giảm dần về
mức Fermi, trong khi VBM tăng lên để chuyển về mức Fermi. Phát hiện này mô tả sự suy giảm

độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 với phạm vi biến dạng nén hai trục từ -9% đến -12%. Do
đó, có thể kết luận rằng biến dạng hai trục có thể được sử dụng để điều chỉnh các đặc tính điện tử
của đơn lớp ZnGeN2, gây ra sự chuyển đổi từ bán dẫn sang kim loại và từ bán dẫn xiên sang
thẳng. Sự phụ thuộc của độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 vào biến dạng đơn trục dọc
theo hướng x được mơ tả trong Hình 3 (e). Có thể thấy rằng sự thay đổi độ rộng vùng cấm của
đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng đơn trục dọc theo hướng x có xu hướng tương tự so với biến
dạng hai trục. Khi tác dụng của biến dạng đơn trục kéo dọc theo hướng x, độ rộng vùng cấm của
đơn lớp ZnGeN2 giảm một cách tuyến tính. Dưới biến dạng kéo +18%, độ rộng vùng cấm của
đơn lớp ZnGeN2 giảm xuống 0 eV, gây ra quá trình chuyển từ bán dẫn sang kim loại. Mặt khác,
với việc áp dụng biến dạng nén lên đến -6% dọc theo hướng x, độ rộng vùng cấm của đơn lớp
ZnGeN2 được tăng lên. Sau đó, với việc áp dụng thêm biến dạng nén lên đến -18%, độ rộng
vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 lại giảm đi. Độ rộng vùng cấm tới hạn là 2,01 eV của đơn lớp
ZnGeN2 được quan sát dưới biến dạng đơn trục nén là -6% dọc theo hướng x.

33


Hình 4. Cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 dưới các biến dạng hai trục nén và
kéo. Các đường màu xanh và đỏ thể hiện VBM và CBM của đơn lớp ZnGeN 2. Mức Fermi được
đặt bằng 0 và biểu thị bằng đường gạch ngang màu đen.

Hình 5. Cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 chịu biến dạng đơn trục nén và kéo
dọc theo hướng x. Các đường màu đỏ và xanh lam thể hiện CBM và VBM của đơn lớp ZnGeN2.
34


Các cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng đơn trục dọc theo hướng
x được mô tả trong Hình 5. Khi áp dụng biến dạng đơn trục kéo, cả VBM và CBM của đơn lớp
ZnGeN2 đều bị dịch chuyển về phía mức Fermi, dẫn đến giảm độ rộng vùng cấm. Khi áp dụng
biến dạng kéo +18%, CBM của đơn lớp ZnGeN2 tại điểm G vượt qua mức Fermi, gây ra sự

chuyển từ bán dẫn sang kim loại trong đơn lớp ZnGeN2. Với việc áp dụng biến dạng đơn trục
nén dọc theo hướng x, có thể thấy rằng có sự chuyển đổi từ chất bán dẫn có độ rộng vùng cấm
xiên sang thẳng. Đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng nén -3% thể hiện chất bán dẫn có độ rộng
vùng cấm xiên. Tuy nhiên, dưới mức biến dạng -6%, đơn lớp ZnGeN2 cho thấy chất bán dẫn có
độ rộng vùng cấm cấm thẳng với cả VBM và CBM tại điểm G. Cả VBM và CBM của đơn lớp
ZnGeN2 dưới biến dạng nén -6% đều nằm ở điểm G, cho thấy rằng VBM được dịch chuyển từ
điểm x sang điểm G. Tất cả các kết quả trên cho thấy rằng biến dạng đơn trục dọc theo hướng x
gây ra sự chuyển đổi từ vùng cấm xiên sang thẳng và sự chuyển đổi từ chất bán dẫn sang kim
loại.

Hình 6. Các cấu trúc vùng năng lượng được tính tốn của đơn lớp ZnGeN2 chịu biến dạng
đơn trục nén và kéo dọc theo hướng y. Các đường màu đỏ và xanh lam đại diện cho CBM và
VBM của đơn lớp ZnGeN2.
Bây giờ chúng tôi sẽ điều tra xem liệu biến dạng đơn trục dọc theo hướng y có gây ra sự
thay đổi độ rộng vùng cấm cũng như sự chuyển đổi độ rộng vùng cấm hay không. Sự thay đổi
giá trị độ rộng vùng cấm và cấu trúc vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 dưới biến dạng đơn trục dọc
theo hướng y lần lượt được mơ tả trong Hình 3 (f) và Hình 6. Có thể nhận thấy rằng xu hướng
thay đổi của độ rộng vùng cấm và sự chuyển đổi độ rộng vùng cấm trong đơn lớp ZnGeN2 dưới
biến dạng đơn trục dọc theo hướng y giống như so với biến dạng đơn trục dọc theo hướng x. Độ
35


rộng vùng cấm cũng giảm khi tăng biến dạng kéo và nó đạt tới 0 eV dưới biến dạng kéo của ε = 18%. Biến dạng kéo gây ra quá trình chuyển đổi từ chất bán dẫn sang kim loại. Trong khi, độ
rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 là cực đại khi biến dạng nén ε = -6%. Sau đó, độ rộng vùng
cấm bị giảm khi tăng biến dạng nén. Tất cả những phát hiện này cho thấy đơn lớp ZnGeN2 là
ứng cử viên đầy hứa hẹn cho các thiết bị nano đa chức năng.
Hơn nữa, hiệu ứng của điện trường đóng một vai trị quan trọng đối với việc thiết kế các
thiết bị nano điện tử dựa trên đơn lớp ZnGeN2. Điện trường đặt vào đơn lớp ZnGeN2 dọc theo
phương z. Cường độ của điện trường nằm trong khoảng từ -1,2 V/Å đến +1,2 V/Å. Điều thú vị là
liệu đơn lớp ZnGeN2 có bền về mặt cơ học dưới cường độ cao của điện trường hay khơng. Do

đó, chúng tơi cũng tính tốn các hằng số đàn hồi độc lập của đơn lớp như vậy dưới cường độ cao
của điện trường. Với tác dụng của điện trường 1,2 V/Å, các hằng số đàn hồi trong mặt phẳng của
đơn lớp ZnGeN2 được tính là C11 = 121,66 N/m, C12 = 54,99 N/m, C22 = 114,54 N/m và C66
= 32,26 N/m. Các giá trị này của hằng số đàn hồi trong mặt phẳng thỏa mãn yêu cầu của tiêu chí
Born [41], xác nhận rằng đơn lớp ZnGeN2 là ổn định cơ học dưới điện trường.
Sự thay đổi độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 dưới điện trường được mô tả trong Hình
7. Có thể thấy rằng độ rộng vùng cấm cũng như vị trí của cả VBM và CBM đều không nhạy cảm
với điện trường khi cường độ của nó là nhỏ hơn 0,6 V/Å. Khi cường độ điện trường nhỏ hơn 0,6
V/Å thì độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 hầu như không đổi. Tuy nhiên, khi cường độ
điện trường tăng lên đến 1,2 V/Å, độ rộng vùng cấm giảm nhanh chóng. Khi cường độ của điện
trường âm/dương là 1,2 V/Å, độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 giảm đi khoảng 0 eV. Sự
suy giảm này chứng tỏ rằng đơn lớp ZnGeN2 có thể biến đổi từ bán dẫn thành kim loại khi
cường độ điện trường lớn hơn 1,2 V/Å. Hơn nữa, cần lưu ý rằng đặc tính vùng cấm xiên của đơn
lớp ZnGeN2 khơng thay đổi dưới điện trường.

Hình 7. Sự thay đổi của độ rộng vùng cấm, vị trí của VBM và CBM trong điện trường từ 1,2 V/Å đến +1,2 V/Å.

36


Hình 8. Cấu trúc vùng năng lượng của đơn lớp ZnGeN2 dưới các điện trường âm và dương
khác nhau. Các đường màu đỏ và xanh lam lần lượt đại diện cho CBM và VBM. Mức Fermi
được đặt bằng 0 và được đánh dấu bằng nét đứt.
Xu hướng thay đổi trong độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2 dưới điện trường có thể
được mơ tả bằng cách phân tích cấu trúc vùng cấm, như được minh họa trong Hình 8. Bằng cách
áp dụng điện trường âm, cả VBM và CBM đều có xu hướng dịch chuyển về mức Fermi , dẫn đến
giảm độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2. Tương tự như trong điện trường âm, cả VBM và
CBM của đơn lớp ZnGeN2 dưới điện trường dương cũng chuyển động về phía mức Fermi. Do
đó, độ rộng vùng cấm của đơn lớp ZnGeN2, trong trường hợp này, cũng giảm. Khi cường độ
điện trường lớn hơn 1,2 V/Å, cả VBM và CBM đều vượt qua mức Fermi, cho thấy sự chuyển đổi

từ bán dẫn sang kim loại. Tất cả những phát hiện trên cho thấy rằng kỹ thuật biến dạng gây ra sự
thay đổi độ rộng vùng cấm và dẫn đến sự chuyển đổi vùng cấm từ xiên sang thẳng và từ bán dẫn
sang kim loại. Trong khi đó, điện trường dẫn đến giảm độ rộng vùng cấm và chất bán dẫn
chuyển sang kim loại.
4. KẾT LUẬN
Tóm lại, chúng tơi đã nghiên cứu các tính chất cấu trúc và điện tử của vật liệu hai chiều
ZnGeN2 bằng cách sử dụng các tính tốn từ ngun lý đầu tiên. Kết quả của chúng tôi cho thấy
rằng đơn lớp ZnGeN2 ổn định động lực ở trạng thái cơ bản. Đơn lớp ZnGeN2 là chất bán dẫn có
độ rộng vùng cấm xiên với độ rộng vùng cấm là 1,73/2,98 eV thu được bằng phép tính
PBE/HSE06. Kỹ thuật biến dạng và điện trường có thể được sử dụng để kiểm sốt các đặc tính
điện tử của đơn lớp ZnGeN2. Các biến dạng hai trục và một trục gây ra sự thay đổi độ rộng vùng
cấm cũng như sự chuyển đổi độ rộng vùng cấm từ xiên sang thẳng và bán dẫn sang kim loại.
Trong khi đó, điện trường có xu hướng giảm độ rộng vùng cấm và dẫn đến sự chuyển từ chất bán
37


dẫn sang kim loại ở cường độ tới hạn. Những phát hiện này cho thấy rằng đơn lớp ZnGeN2 là
ứng cử viên đầy hứa hẹn cho các thiết bị nano đa chức năng hiệu suất cao.
TÀI LIỆU THAM KHẢO
[1]. K. S. Novoselov, A. K. Geim, S. V. Morozov, D. Jiang, Y. Zhang, S. V. Dubonos, I. V.
Grigorieva and A. A. Firsov, science, 2004, 306, 666–669.
[2]. M. Xu, T. Liang, M. Shi and H. Chen, Chemical reviews, 2013, 113, 3766–3798.
[3]. S. Z. Butler, S. M. Hollen, L. Cao, Y. Cui, J. A. Gupta, H. R. Gutiérrez, T. F. Heinz, S. S.
Hong, J. Huang, A. F. Ismach et al., ACS nano, 2013, 7, 2898–2926.
[4]. A. K. Geim and K. S. Novoselov, K. S. Novoselov, 2007, vol. 6, p. 183, S191.
[5]. A. C. Neto, F. Guinea, N. M. Peres, K. S. Novoselov and A. K. Geim, Reviews of modern
physics, 2009, 81, 109.
[6]. S. Wang, N. T. Hung, H. Tian, M. S. Islam and R. Saito, Phys. Rev. Applied, 2021, 16,
024030.
[7]. S. Manzeli, D. Ovchinnikov, D. Pasquier, O. V. Yazyev and A. Kis, Nature Reviews

Materials, 2017, 2, 1–15.
[8]. W. Choi, N. Choudhary, G. H. Han, J. Park, D. Akinwande and Y. H. Lee, Materials Today,
2017, 20, 116–130.
[9]. D. Jariwala, V. K. Sangwan, L. J. Lauhon, T. J. Marks and M. C. Hersam, ACS nano, 2014,
8, 1102–1120.
[10]. X. Qian, J. Liu, L. Fu and J. Li, Science, 2014, 346, 1344–1347.
[11]. S. Wang, M. S. Ukhtary and R. Saito, Phys. Rev. Research, 2020, 2, 033340.
[12]. S. Wang, F. R. Pratama, M. S. Ukhtary and R. Saito, Phys. Rev. B, 2020, 101, 081414.
[13]. A. Carvalho, M. Wang, X. Zhu, A. S. Rodin, H. Su and A. H. C. Neto, Nature Reviews
Materials, 2016, 1, 1–16.
[14]. M. Batmunkh, M. Bat-Erdene and J. G. Shapter, Advanced Materials, 2016, 28, 8586–
8617.
[15]. L. Kou, C. Chen and S. C. Smith, The journal of physical chemistry letters, 2015, 6, 2794–
2805.
[16]. S. Yang, Y. Gong, J. Zhang, L. Zhan, L. Ma, Z. Fang, R. Vajtai, X. Wang and P. M.
Ajayan, Advanced materials, 2013, 25, 2452–2456.

38


[17]. Q. Liang, Z. Li, Z.-H. Huang, F. Kang and Q.-H. Yang, Advanced Functional Materials,
2015, 25, 6885–6892.
[18]. K. Ren, R. Zheng, P. Xu, D. Cheng, W. Huo, J. Yu, Z. Zhang and Q. Sun, Nanomaterials,
2021, 11, 2236.
[19]. Z. Zhu, K. Ren, H. Shu, Z. Cui, Z. Huang, J. Yu and Y. Xu, Catalysts, 2021, 11, 991.
[20]. S. Wang, J.-P. Chou, C. Ren, H. Tian, J. Yu, C. Sun, Y. Xu and M. Sun, Scientific reports,
2019, 9, 1–7. 21 Z. Cui, Y. Luo, J. Yu and Y. Xu, Physica E: Low-dimensional Systems and
Nanostructures, 2021, 134, 114873.
[22]. S. Wang and J. Yu, Applied Physics A, 2018, 124, 1–9.
[23]. Q.-K. Yin, C.-L. Yang, M.-S. Wang and X.-G. Ma, J. Mater. Chem. C, 2021, 9, 12231–

12238.
[24]. H.-Y. Liu, C.-L. Yang, M.-S. Wang and X.-G. Ma, Applied Surface Science, 2020, 517,
146166.
[25]. H. Wang, H. Yuan, S. S. Hong, Y. Li and Y. Cui, Chemical Society Reviews, 2015, 44,
2664–2680.
[26]. L. C. Gomes and A. Carvalho, Physical Review B, 2015, 92, 085406.
[27]. H. M. Tang and S.-P. Gao, Computational Materials Science, 2019, 158, 88–97.
[28]. H. M. Tang, A.-A. Sun and S.-P. Gao, Phys. Rev. Materials, 2020, 4, 084004.
[29]. A. Punya, W. R. L. Lambrecht and M. van Schilfgaarde, Phys. Rev. B, 2011, 84, 165204.
[30]. P. Giannozzi, S. Baroni, N. Bonini, M. Calandra, R. Car, C. Cavazzoni, D. Ceresoli, G. L.
Chiarotti, M. Cococcioni, I. Dabo et al., J. Phys. Condens. Matter, 2009, 21, 395502.
[31]. P. Giannozzi, O. Andreussi, T. Brumme, O. Bunau, M. B. Nardelli, M. Calandra, R. Car, C.
Cavazzoni, D. Ceresoli, M. Cococcioni et al., J. Phys. Condens. Matter, 2017, 29, 465901.
[32]. J. P. Perdew, K. Burke and M. Ernzerhof, Phys. Rev. Lett., 1996, 77, 3865.
[33]. G. Kresse and D. Joubert, Phys. Rev. B, 1999, 59, 1758. 34 A. Togo and I. Tanaka, Scripta
Materialia, 2015, 108, 1–5.
[35]. J. D. Gale, Journal of the Chemical Society, Faraday Transactions, 1997, 93, 629–637.
[36]. J. D. Gale and A. L. Rohl, Molecular Simulation, 2003, 29, 291–341.
[37]. M. Liu, C.-L. Yang, M.-S. Wang and X.-G. Ma, Physica E: Lowdimensional Systems and
Nanostructures, 2021, 114960.

39


[38]. Z.-H. Liu, C.-L. Yang, M.-S. Wang and X.-G. Ma, Spectrochimica Acta Part A: Molecular
and Biomolecular Spectroscopy, 2021, 261, 120013.
[39]. R. N. Somaiya, Y. A. Sonvane and S. K. Gupta, Physical Chemistry Chemical Physics,
2020, 22, 3990–3998.
[40]. X.-H. Li, B.-J. Wang, G.-D. Wang and S.-H. Ke, Sustainable Energy & Fuels, 2020, 4,
5277–5283.

[41]. F. Mouhat and F.-X. Coudert, Physical review B, 2014, 90, 224104.

40