Dehnungsabstimmbare Quantenemission aus atomaren Defekten in hexagonalem Bornitrid für die Telekommunikation

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 21673 (2022) Diesen Artikel zitieren

1528 Zugriffe

Details zu den Metriken

Dieser Artikel wurde aktualisiert

In dieser Studie wird die Ausweitung der Abstimmbarkeit von 2D-hBN-Quantenemittern auf die optischen Bänder Telekommunikation (C-Band – 1530 bis 1560 nm) und UV-C (Sonnenblende – 100 bis 280 nm) unter Verwendung externer Spannungsanregungen für lange und kurze Entfernungen vorgestellt Quantenkommunikationsanwendungen (Quantum Key Distribution (QKD)). Quantenemitter sind die Grundbausteine ​​dieser QKD-Technologie (Quantenkommunikation oder -information), die einzelne Photonen über Raumtemperatur emittieren und in der Lage sein müssen, die Emissionswellenlänge auf den oben genannten erforderlichen Bereich abzustimmen. Aktuelle Literatur zeigt, dass Quantenemitter in 2D-hBN nur erhöhten Temperaturen und aggressiven Temperbehandlungen standhalten können. Vorhersagen der Dichtefunktionaltheorie (DFT) ergaben jedoch, dass hBN nur einzelne Photonen von etwa 290 bis 900 nm (UV bis nahe) emittieren kann -IR-Regionen) Bereich. Daher besteht die Notwendigkeit, die Emissionswellenlänge von hBN-Quantenemittern zu konstruieren und weiter auf die oben genannten Bänder abzustimmen (notwendig für eine effiziente QKD-Implementierung). Eine der Lösungen zur Abstimmung der Emissionswellenlänge besteht darin, eine äußere Spannung zu induzieren. In dieser Arbeit untersuchen wir die Abstimmbarkeit der Quantenemission in hBN mit Punktdefekten, indem wir mithilfe von DFT-Berechnungen drei verschiedene Normalspannungen induzieren. Wir haben einen Abstimmbarkeitsbereich von bis zu 255 nm und 1589,5 nm für die Punktdefekte Bor-Mono-Leerstellen (VB) bzw. Bor-Mono-Leerstellen mit Sauerstoffatomen (VBO2) erhalten, was die erfolgreiche Implementierung der effizienten QKD verbessern kann. Wir untersuchen auch die Abstimmbarkeit der anderen Defekte, nämlich. Stickstoff-Mono-Leerstellen, Stickstoff-Mono-Leerstellen mit Selbstinterstitialen, Stickstoff-Mono-Leerstellen mit Kohlenstoff-Interstitialen, Kohlenstoff-Dimeren und Bor-Dangling-Bindungen, die die abstimmbare Quantenemission im sichtbaren, anderen UV- und IR-Spektrumsbereichen offenbarten, und eine solche angepasste Quantenemission kann die verbessern Geburt anderer quantenphotonischer Geräte.

Es handelt sich um photolumineszierende Quantenemitter, die den idealen Einzelphotonenemissionseigenschaften nahe genug kommen, die Emissionseigenschaften auch bei höheren Betriebstemperaturen und verschiedenen rauen Umgebungen beibehalten können und die Möglichkeit bieten, das Emissionsspektrum auf einen weiten Bereich (höherer bis kürzerer Wellenlängenbereich) abzustimmen zentrale Elemente für die Umsetzung erfolgreicher Quanteninformationstechnologien und integrierter Quantenphotonik. Insbesondere für eine robuste Quantenkommunikation sind Quantenemitter erforderlich, die über optische Fasern4 und Freiraumkanäle5,6 eine effiziente Quantenemission im Telekommunikationsbereich (C-Band) von 1530–1560 nm für längere und kurze Distanzen1,2,3 bereitstellen. Quantenkommunikation im UV-Bereich ist auch ein weiterer alternativer Ansatz für kurze Entfernungen [unter der Bedingung, dass keine Sichtlinie (NLOS) besteht], der eine Quantenemission im sonnenblinden (UV-C) Bereich im Bereich von 100–280 nm erfordert7. 8.

Die hochmoderne Forschung hat gezeigt, dass die Implementierung solch idealer Quantenemitter mithilfe von Schichtmaterialien eine der vielversprechendsten Lösungen ist9,10,11,12. Bisher wurde jedoch festgestellt, dass Quantenemitter, die in 2D-hBN (weißes Graphen) entwickelt wurden, ihre hohen Emissionseigenschaften bei erhöhten Betriebstemperaturen13 und heftigen Glühbehandlungen14 beibehalten, das Emissionsspektrum jedoch nur vom UV- bis zum nahen IR-Bereich, d. 900-nm-Bereich15,16. Als alternative Technik weisen Kohlenstoffnanoröhren eine Quantenemission um 1500 nm17 auf, haben jedoch den Nachteil eines engen Emissionsbereichs und ihrer niedrigen Betriebstemperaturen. Andererseits können Quantenpunkte ein breites Emissionsspektrum erreichen18,19. Die spezifische Wellenlängenemission in Quantenpunkten erfordert jedoch unterschiedliche Quantenanordnungen und unterschiedliche Dotierung. Daher ist es schwierig, mithilfe von Quantenpunkten ein vollständiges Breitband-Emissionsspektrum auf einem einzelnen Wirtsmaterial zu erreichen.

Eine der vielversprechendsten Lösungen zur Erfüllung der Quantenkommunikationsanforderungen besteht darin, die Quantenemission in 2D-hBN durch Defekte auf den erforderlichen Bereich abzustimmen. Da es sich bei hBN um das erste bekannte natürliche hyperbolische Material handelt, d Spektrum. Die hohe Dehnbarkeit20 von 2D-Materialien unterstützt die Verformung der elektronischen Bandlücke von Quantenemittern und fördert die Abstimmbarkeit der Einzelphotonenemission. Hier veranschaulichen wir die optische Abstimmbarkeit präziser Quantenemitter (Lumineszenzpunktdefekte) in 2D-hBN durch Induzieren von Spannungsgradienten mithilfe von Berechnungen der Dichtefunktionaltheorie (DFT).

In dieser Arbeit haben wir drei verschiedene Arten normaler Dehnungsinduktionen in 2D-hBN mit Punktdefekten simuliert, indem wir eine experimentelle Situation wie die Induzierung einer Dehnung in einer 2D-hBN-Schicht mit Punktdefekten mithilfe eines biegbaren Polycarbonatsubstrats (PCB) angenähert haben21. Um potenzielle Quantenemissionskandidaten (lumineszierende Punktdefekte) zu identifizieren und diese für unsere Spannungsinduktionssimulationen zu verwenden, wurden früher veröffentlichte DFT-Simulationen ohne Spannungsinduktionen in Betracht gezogen22,23,24. Unsere DFT-simulierten Ergebnisse von Quantenemittern ohne externe Spannungsinduktion stimmen auch mit den früher veröffentlichten experimentellen Beobachtungen überein. Bei unserer Arbeit mit verschiedenen Arten von Spannungsanregungen wurde beobachtet, dass die Emitter eine größere Abstimmbarkeit und ein breites Emissionsspektrum vom sonnenblinden Bereich (UV-C) von 255 nm bis zum Wellenlängenbereich jenseits der Telekommunikation von 1589,5 nm aufweisen. Die schematische Darstellung der abgestimmten Nahinfrarot-Einzelphotonenemission der Quantenemitter, die unter optischer Anregung einer äußeren Spannung ausgesetzt sind, ist in Abb. 1 dargestellt.

Schematische Darstellung der Quantenemissionsabstimmung in Richtung des nahen IR-Bereichs durch externe Spannungsinduktion. Der lumineszierende Punktdefekt in hBN, der durch verschiedene Defektherstellungsprozesse gebildet wurde, wurde mithilfe eines biegbaren Polycarbonatstrahls unter optischer Laseranregung einer externen Belastung ausgesetzt, um die Quantenemissionswellenlänge auf den Telekommunikationswellenlängenbereich abzustimmen und so die Anforderungen der Quantenkommunikation zu erfüllen.

In diesem Artikel konzentrieren wir uns hauptsächlich auf die Überwachung der breiteren Abstimmbarkeit von Quantenemittern in 2D-hBN unter verschiedenen induzierten Normalspannungen. Abbildung 2 zeigt die Klassifizierung verschiedener extern induzierbarer Stämme. Wir konzentrieren uns hauptsächlich auf verschiedene durch Normalspannung induzierte Abstimmbarkeiten, die in früheren Experimenten zur Induktion von Spannungen14,25 und rechnerischen Arbeiten14,21 beobachtet wurden, und hier haben wir die Emissionsabstimmbarkeit verschiedener lumineszierender Punktdefekte für verschiedene induzierte Normalspannungen projiziert. Das Induzieren einer Scherspannung liegt außerhalb unseres Forschungsinteresses.

Klassifizierung verschiedener extern induzierbarer Stämme und deren Schemata. Insgesamt wird die von außen induzierbare Belastung in zwei Typen eingeteilt, bei denen es um die Induzierung unterschiedlicher Normalbelastungen geht. Diese normale Dehnung wird in drei Typen eingeteilt: longitudinal (Ausüben einer Dehnung in horizontaler Richtung auf das Material), lateral (Ausüben einer Dehnung in vertikaler Richtung auf das Material) und volumetrisch (Ausüben einer Dehnung durch alle Seiten). Das beste Beispiel für eine volumetrische Dehnung ist biaxial Beanspruchung. Die schematische Darstellung von drei verschiedenen Normaldehnungsanreizen ist unten dargestellt. Bei allen drei verschiedenen Normaldehnungen gibt es nur zwei Möglichkeiten, Dehnungseffekte zu erzeugen, nämlich entweder Zug- oder Druckeffekte. Der Zugeffekt bewirkt eine Dehnung des Materials und die Kompression führt zu einer Schrumpfung des Materials. Zum Beispiel: Die Zugspannung in Längsrichtung dehnt das Material in horizontaler Richtung und die Druckspannung in Längsrichtung schrumpft das Material in horizontaler Richtung. Ebenso verhalten sich seitliche und volumetrische Zug- und Druckspannungseffekte.

Ein wichtiges Phänomen, das bei der Berechnung dieser Dehnungsinduktionen berücksichtigt werden muss, insbesondere beim Induzieren von Quer- oder Längsdehnungen, ist die Poissonzahl. Die Poisson-Zahl (V) definiert, dass es neben der induzierten Dehnung (quer oder längs) auch zu einer weiteren kleinen Verformung des Materials kommt, die senkrecht zur Lastrichtung (Richtung der aufgebrachten Dehnung) verläuft. Diese kleine Verformung weist ein negatives Verhältnis auf, wie in Abb. 3a, b dargestellt.

Schematische Darstellung des Poisson-Verhältnis-Effekts für die induzierten Längs- und Querdehnungen. (a) Bei der angelegten Zugspannung in Längsrichtung und dann zusammen mit der Längsdehnung (horizontale Dehnung) kommt es aufgrund des Poisson-Verhältnisses (V) des Materials auch zu einer kleinen Druckverformung in orthogonaler Richtung, die durch den folgenden Ausdruck definiert ist ( A). (b) Bei der angelegten seitlichen Zugspannung und dann zusammen mit der seitlichen Dehnung (vertikale Dehnung) kommt es aufgrund des Poisson-Verhältnisses (V) des Materials auch zu einer kleinen Druckverformung in orthogonaler Richtung, die durch den obigen Ausdruck definiert ist ( B). Hier haben wir in beiden Abbildungen eine Zugspannung (Dehnung) induziert, und aufgrund dieser findet die Druckverformung statt. Die Verformung aufgrund der Poissonzahl (V) kann auch eine kleine Dehnung (Zug) sein, wenn es sich bei der tatsächlich induzierten Dehnung um eine Druckdehnung handelt.

Gemäß früherer Literatur (spannungsinduziertes Quantentuning) haben wir drei Haupttypen normaler Spannungen gefunden, die in Referenzen untersucht wurden21,25. Bei der einen handelt es sich um eine biaxiale Dehnung (volumetrische Dehnung) und bei den anderen beiden handelt es sich um einseitige Quer- und einseitige Längsdehnungen. Diese Art von einseitiger Quer- oder Längsbeanspruchung kann auf das Material ausgeübt werden, indem es auf einen biegsamen Träger aus Polycarbonat (PC) gelegt wird (bei dem eine Kante entweder in vertikaler oder horizontaler Richtung fixiert ist und an einer anderen Kante eine Beanspruchung ausgeübt wird). beobachtet in Referenz21. Durch die Berechnung dieser drei Spannungstypen untersuchen wir daher die Abstimmbarkeit der Quantenemission verschiedener lumineszierender Punktdefekte in 2D-hBN und projizieren deren Abstimmbarkeit.

Wir haben den Effekt der biaxialen Spannung auf die hBN-Quantenemitter mithilfe von DFT-Simulationen unter Berücksichtigung experimenteller Bedingungen berechnet. In der Praxis kann eine negative (positive) biaxiale Spannung aufgebracht werden, indem der hBN-Film auf dem Kern von PC-Trägern abgeschieden wird, der in einer kreuzförmigen Struktur angeordnet ist, wie in Lit. 26 beobachtet, und alle Kanten gleichzeitig nach oben (unten) gebogen werden, wie in Abb .4 (Abb. 5) induziert zum gleichen Zeitpunkt die vollständigen Schrumpfungskräfte (Expansionskräfte) sowohl in xx- als auch in yy-Tensorrichtung auf das Material.

Schematische Darstellung der negativen biaxialen Spannungsinduktion eines hBN-Films. Der hBN-Film wird auf einen PC-Träger übertragen, der in einer kreuzförmigen Struktur angeordnet ist, um eine biaxiale Spannung zu induzieren. Alle Kanten sind nach oben gebogen, um eine negative biaxiale Spannung zu erzeugen, die zu einer Gesamtschrumpfung des Materials führt. (a) Eine Schrumpfkraft (Druckkraft), die nur auf die Tensor-xx-Komponente ausgeübt wird, führt zu einer negativen einachsigen Dehnung. (b) Ähnlich wie bei (a) führt eine Kompressionskraft, die sowohl in den Tensorkomponenten xx als auch yy induziert wird, zu einer negativen biaxialen Dehnung.

Schematische Darstellung der positiven biaxialen Dehnungsinduktion des hBN-Films. Der hBN-Film wird auf einen PC-Träger übertragen, der in einer kreuzförmigen Struktur angeordnet ist, um eine biaxiale Spannung zu induzieren. Alle Kanten sind nach unten gebogen, um eine positive biaxiale Spannung zu erzeugen, die zu einer Gesamtdehnung des Materials führt. (a) Eine expansive (Zug-)Kraft, die nur auf die Tensor-xx-Komponente induziert wird, führt zu einer positiven einachsigen Dehnung. (b) Ähnlich wie bei (a) führt eine Expansionskraft, die sowohl in der xx- als auch in der yy-Komponente des Tensors induziert wird, zu einer positiven biaxialen Dehnung.

Durch die Verwendung des im geometrischen Optimierer vorhandenen Zielspannungstensorabschnitts in DFT-Berechnungen haben wir die Auswirkung negativer (positiver) biaxialer Spannungen auf verschiedene Lumineszenzpunktdefekte in 2D-hBN simuliert. Alle Spannungsfehlertoleranzwerte wurden auf 0,0005 eV/A3 eingestellt.

Der Zielspannungs-Tensor-Abschnitt zielt auf die innere Spannung des Materials ab, wobei negative Dehnungswerte entlang der xx- und yy-Komponenten zu einer Kompressionskraft entlang der xx- und yy-Richtung (Tensor) von 2D-hBN führen, wie in Abb. 4 gezeigt, was zu führt Eine negative biaxiale Dehnungsinduktion und positive Werte entlang der xx- und yy-Komponenten führen zu einer Expansionskraft entlang der xx- und yy-Richtung (Tensor) des 2D-hBN, wie in Abb. 5 dargestellt, was zu einer positiven biaxialen Dehnungsinduktion führt.

Wir haben auch die Auswirkung einseitiger lateraler und einseitiger Längsspannungen auf hBN-Quantenemitter mithilfe von DFT-Simulationen berechnet, um die Quantenabstimmbarkeit zu untersuchen. Dieser Ansatz, eingeschränkte Normalspannungen (einseitige laterale oder einseitige Längsspannung) zu induzieren, um die Quantenemission effizient abzustimmen, wurde aus früheren experimentellen und DFT-Beobachtungen in Betracht gezogen, wie in Referenz 21 gezeigt. Diese Art von normaler Dehnung (einseitige Quer- oder einseitige Längsdehnung) wurde experimentell induziert, indem der hBN-Film auf einen 1,5 mm dicken, biegsamen Balken aus Polycarbonat (PC) übertragen wurde, wodurch eine kontrollierbare Dehnung induziert werden konnte. Eine Kante (entweder vertikal oder horizontal) des PC-Trägers wird fixiert und die andere Seite wird nach unten (oben) gebogen, um Zugeffekte (Druckeffekte) zu erzeugen, wie in Abb. 6a,b gezeigt.

Schematische Darstellung von Zug- und Druckeffekten. Der hBN-Film wird auf einen biegsamen Polycarbonatträger übertragen und eine Kante des Trägers wird fixiert. (a) Eine andere Kante des PC-Trägers wird nach unten gebogen, um eine Zugspannung zu induzieren, was zu einer Dehnung des Materials in Richtung der durch die Zugspannung induzierten Kante führt. (b) Eine andere PC-Kante wird nach oben gebogen, um eine Druckspannung zu erzeugen, die zum Schrumpfen des Materials in Richtung der durch die Druckspannung induzierten Kante führt.

Bei der Simulation dieser Art von einseitiger lateraler oder einseitiger Längsdehnungsanregung ähnlich der experimentellen Näherung kommt auch der Poissonzahl-Effekt in Betracht, wie in Abb. 3 dargestellt.

Gemäß dem Poisson-Verhältnis führt eine Zugwirkung (Streckung) in Richtung einer einseitigen Querrichtung (vertikal) [oder Längsrichtung (horizontal)] zu einer Materialausdehnung (in Richtung einer einseitigen Quer- oder Längsrichtung) und erzeugt ebenfalls eine kleine Druckverformung. Diese Druckverformung verläuft orthogonal zur Richtung der angelegten Dehnung (Zugwirkung).

Wenn in ähnlicher Weise ein Kompressions- (Schrumpfungs-) Effekt in Richtung einer einseitigen Querrichtung (vertikal) [oder Längsrichtung (horizontal)] induziert wird, führt dies zu einer Schrumpfung des Materials (in Richtung einer einseitigen Quer- oder Längsrichtung) und erzeugt auch eine kleine Ausdehnungsverformung . Diese expansive Verformung verläuft orthogonal zur Richtung der angelegten Dehnung (Druckeffekt).

Um diese Effekte realistisch zu berechnen, haben wir daher das Poisson-Verhältnis des Strahls aus Polycarbonat (PC) = 0,37 berücksichtigt, durch das eine Spannung auf 2D-hBN-Quantenemitter induziert wird, wie in Referenz 21 beobachtet. Die Poisson-Verhältnisbeziehung zum Induzieren einer einseitigen seitlichen und einseitigen Längsdehnung an den hBN-Punktdefekten unter Verwendung eines biegsamen Balkens aus Polycarbonat (PC) ist in Abb. 7 dargestellt. Die beiden orthogonalen Dehnungsrichtungen (A und B) sind in dargestellt Abb. 7 wurden entlang der Ebene des defekten hBN-Films angeordnet, um diese Art von eingeschränkten Normalspannungen (einseitige laterale und einseitige Längsspannungen) zu simulieren.

Poisson-Verhältnisbeziehungen und entsprechende orthogonale Dehnungsrichtungen. Gemäß dem Poisson-Verhältnis, wie in Abb. 3 dargestellt, findet, wenn der Zugeffekt (Dehnung) auf beiden Seiten der seitlichen (vertikalen) Richtung induziert wird, die Druckverformung (Schrumpfung) in beiden Längsrichtungen (horizontal) statt ist orthogonal) und umgekehrt. Bei einseitiger lateraler oder longitudinaler Dehnungsinduzierung wird die Dehnung jedoch in einer Kante in vertikaler bzw. horizontaler Richtung induziert, indem eine andere Kante fixiert wird, sodass die Verformung aufgrund der Poisson-Zahl ebenfalls nur eine Seite (die orthogonal sein kann) sein wird ). Für das 2D-hBN mit Punktdefekt (CBVN) bedeutet das Induzieren einer einseitigen seitlichen Dehnung nun das Induzieren einer Dehnung in Richtung ƐA (deren Richtung fast vertikal ist, mit einer kleinen Neigung von θA) und aufgrund der Poissonzahl, zusammen mit der tatsächlichen seitlichen Dehnung Eine kleine Verformung tritt auch an der orthogonalen Position auf, d. h. in der ƐB-Richtung (deren Richtung orthogonal zu ƐA ist). Das Ausmaß der Verformung kann durch den Ausdruck (Poisson-Verhältnis-Beziehung für einseitige seitliche Dehnungseinleitung) ermittelt werden. Dieses Poisson-Verhältnis ist immer negativ (Wenn die einseitige seitliche Dehnung in Richtung ƐA eine Zugdehnung ist, dann ist die Verformung aufgrund des Poisson-Verhältnisses in Richtung ƐB kompressiv und umgekehrt, wenn die tatsächliche Dehnung kompressiv ist und die kleine Deformation dann eine Zugdeformation ist). In ähnlicher Weise bedeutet das Induzieren einer einseitigen Längsdehnung, dass eine Dehnung in Richtung ƐB-Richtung induziert wird (deren Richtung fast horizontal ist, mit einer kleinen Neigung von θB), und aufgrund der Poissonzahl tritt neben der tatsächlichen Längsdehnung auch eine kleine Verformung an der orthogonalen Position auf, d. h , ƐA-Richtung (deren Richtung orthogonal zu ƐB ist). Das Ausmaß der Verformung kann durch den Ausdruck (Poisson-Verhältnis-Beziehung für einseitige Längsdehnungseinleitung) ermittelt werden. Wenn diese einseitige Längsdehnung in Richtung ƐB eine Zugdehnung ist, dann ist die Verformung aufgrund des Poisson-Verhältnisses in Richtung ƐA kompressiv und umgekehrt, wenn die tatsächliche Dehnung kompressiv ist und die kleine Deformation dann eine Zugdeformation ist. Ein wichtiger Punkt, der beachtet werden muss, ist, dass diese kleinen Neigungen von θA und θB gegenüber den mittleren Positionen beobachtet und bei früheren spannungsinduzierenden DFT-Berechnungen berücksichtigt wurden, wie in Lit. 21 gezeigt.

Diese Strategie, diese beiden orthogonalen Dehnungsrichtungen zuzuordnen, um die einseitige laterale und einseitige longitudinale Dehnungsinduktion für die Punktdefekte in 2D-hBN zu berechnen und experimentelle Näherungen wie das Poisson-Verhältnis des PC-Balkens zu berücksichtigen, wurde aus früheren DFT-Berechnungen wie in Referenz21 übernommen .

Wir haben diese beiden orthogonalen Spannungsanregungen (aufgrund des Poisson-Effekts) in einer sich gegenseitig ausschließenden Methode mit Hilfe des atomaren Beschränkungseditors und des Geometrieoptimierers in DFT-Berechnungen simuliert, indem wir die Spannungsfehlertoleranz auf 0,0005 eV/A3 eingestellt haben.

Zunächst wurden einige DFT-Berechnungen zur Durchführung volumetrischer Dehnungsinduktionen, wie z. B. biaxialer Dehnungen, für den Lumineszenzpunktdefekt (CBVN) unter Verwendung von Planwellenberechnungen durchgeführt.

Alle Berechnungen ebener Wellen sind spinpolarisiert. Für die Berechnungen und unter Verwendung der Generalized Gradient Approximation (GGA) für die von Perdew, Burke und Ernzerhof (PBE)27 vorgeschlagene Austauschkorrelationsfunktion wurde ein Cutoff für ebene Wellen von 450 eV verwendet. Die Kern-Elektron-Wechselwirkung wird durch Projektor-Augmented-Wave-Pseudopotentiale (PAW) dargestellt. Für die numerische Genauigkeit wird eine Gaußsche Verschmierung mit einer Verbreiterung von 0,05 eV und einer Energietoleranz von 0,01 eV verwendet.

Unberührtes einschichtiges hBN wurde zunächst mithilfe eines 21 × 21 × 1 Monkhurst-Pack-Reziprokraumgitters geometrieoptimiert. Die defekte hBN-Monoschicht wurde mit einer 7 × 7-Superzelle erzeugt und die defekten Strukturen wurden erneut optimiert, wobei das reziproke Raumgitter auf 3 × 3 × 1 reduziert wurde.

Als nächstes führten wir die gleichen biaxialen Dehnungsinduktionssimulationen für denselben Lumineszenzpunktdefekt (CBVN) erneut durch, indem wir Berechnungen der linearen Kombination von Atomorbitalen (LCAO) verwendeten. In LCAO ähnelten alle Parameter und Näherungen den obigen Berechnungen für ebene Wellen und der einzige Unterschied besteht darin, dass die Pseudopotentiale der Projektor-Augmented-Wave (PAW) durch Pseudopotentiale des Fritz-Haber-Instituts (FHI) ersetzt wurden, die nach dem von Troullier beschriebenen Verfahren berechnet wurden und Martins28 und für die Berechnungen wurde der Basissatz Double-zeta plus polarization (DZP) verwendet.

Durch den Vergleich der biaxialen Dehnungsinduktionssimulationen des Punktdefekts (CBVN) unter Verwendung von Planwellen- und LCAO-Berechnungen konnten wir keinen wesentlichen Unterschied in den erhaltenen Ergebnissen des optischen Spektrums feststellen, wie in Abb. 8 dargestellt. Abbildung 8a, b zeigt die durch biaxiale Dehnung induzierte Abstimmung der Quantenemission von CBVN-Defekten unter Verwendung von Plane-Wave- bzw. LCAO-Berechnungen.

Biaxiale Dehnungsinduktionssimulationen unter Verwendung von Plane-Wave- und LCAO-Berechnungen für CBVN-Defekte. (a) + ve und −ve biaxiale Dehnungsinduktionssimulation eines CBVN-Defekts unter Verwendung von Planwellenberechnungen. (b) + ve und −ve biaxiale Dehnungsinduktionssimulation eines CBVN-Defekts unter Verwendung von LCAO-Berechnungen. Sowohl die Plane-Wave- als auch die LCAO-Berechnungen zeigen eine ähnliche Abstimmung der Quantenemission vom CBVN-Defekt in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche. Wir haben eine positive und negative biaxiale Dehnung von ⁓ 3,45 % (– 3,45 % bis + 3,45 %) berechnet. Der schwarze Farbpeak in beiden Abbildungen (a, b) zeigt die ZPL-Quantenemission bei 1,7 eV vom CBVN-Defekt unter der Bedingung, dass keine äußere Spannung (Nullspannung) vorliegt. Für +ve wird eine biaxiale Dehnungsabstimmbarkeit bis zu 2,05 eV (blauverschoben) und für −ve biaxiale Dehnungsabstimmbarkeit bis zu 1,22 eV (rotverschoben) beobachtet.

Für die in Abb. 8 dargestellten Simulationsergebnisse haben wir eine biaxiale Dehnung von ⁓ 3,45 % berechnet. Die mechanischen Eigenschaften von einschichtigem Bornitrid zeigten jedoch experimentell, dass es eine Bruchfestigkeit von 70,5 ± 5,5 GPa29 aufweist, was einer maximalen Dehnung von bis zu ⁓ 8,15 % standhält.

Daher stellten wir fest, dass die Ergebnisse der Dehnungsabstimmung mit Planwellen- und LCAO-Berechnungen nahezu konsistent waren, und führten daher die restlichen biaxialen, einseitigen lateralen und einseitigen longitudinalen Dehnungsinduktionssimulationen für andere lumineszierende Punktdefekte durch Mit LCAO-Rechnern und ähnlichem wurde der Rest aller defekten hBN-Monoschichten mit einer 7 × 7-Superzelle erstellt und unter Verwendung des reziproken Raumgitters von Monkhurst-Pack geometrisch auf eine Dichte von etwa 3 × 3 × 1 optimiert.

Alle diese DFT-Berechnungen wurden mit dem Softwarepaket Synopsys QuantumATK Q-2019.12-SP1 (Software zur Modellierung im atomaren Maßstab)30 durchgeführt.

Die präzisen lumineszierenden Punktdefekte, die wir für spannungsinduzierende Simulationen verwendeten, wurden bereits früher (mit veröffentlichten Experimenten) als zuverlässige Einzelphotonenemitter nachgewiesen, wie in Tabelle 131,32,33,34,35 aufgeführt. Die Einzelphotonenemission dieser Defekte mit GW-Näherungen (First-Principle-Berechnungen) liegt außerhalb des Rahmens unserer Arbeit.

Durch die Durchführung eingeschränkter DFT-Simulationen36 untersuchten wir zunächst die optischen Emissionsspektren und die entsprechende projizierte Zustandsdichte (PDOS) präziser Lumineszenzpunktdefekte (VBO2, CBVN, NBVN, baumelnde Borbindungen, CBCN, VBN, VB und VN) mit frühere veröffentlichte Literatur37,38,39,40,41,42,43,44, ohne dass eine äußere Spannungsanregung induziert wurde. Wir haben diese präzisen lumineszierenden Punktdefekte auf der Grundlage ihrer Übereinstimmung mit experimentellen Beobachtungen mit DFT-Näherungen und einfachen Herstellungsmöglichkeiten ausgewählt, wie in Tabelle 1 gezeigt.

Diese lumineszierenden Punktdefekte erzeugen Zwischenenergieniveaus (einen elektronenbesetzten Grundzustand und einen unbesetzten angeregten Zustand) zwischen Valenz- und Leitungsbändern von 2D-hBN, wie in Referenz39 gezeigt. Wenn dieses besetzte Grundzustandselektron mit ausreichend Energie angeregt wird, geht es in den unbesetzten angeregten Zustand über. Da dieser Übergang vom Grundzustand in den angeregten Zustand auf einem einzelnen Elektron basiert, emittiert es ein einzelnes Photon einer bestimmten Wellenlänge und entspannt sich dabei in den Grundzustand zurück. Die DFT-Studien bestätigen diese Einzelphotonenemission durch einen Lorentz-förmigen Peak (scharfen Emissionspeak), der ein Zeichen der Quantenemission ist, und dieser Lorentz-förmige scharfe Emissionspeak wird in Quantenstudien auch als Null-Phononen-Linie (ZPL) betrachtet.

Die DFT-berechneten optischen Emissionsspektren von lumineszierenden Punktdefekten ohne äußere Spannungsanregung (die experimentell realisiert und veröffentlicht wurden, wie in Tabelle 1 aufgeführt) zeigen scharfe Null-Phononen-Linien (ZPL) in Lorentz-Form bei ihren jeweiligen Energien, wie in Tabelle 2 aufgeführt und diese scharfen Lorentz-förmigen ZPLs bestätigten die Quantenemissionsnatur von Punktdefekten bei ihren entsprechenden Energien.

Außerdem zeigt das DFT-berechnete PDOS eine grafische Darstellung der Zwischenzustände (mit Elektronen besetzte und unbesetzte Energiezustände), die aufgrund der Punktdefekte gebildet werden, und es wurde festgestellt, dass die Energiedifferenz zwischen diesen besetzten und unbesetzten Zuständen mit den ZPL-Energien von übereinstimmt entsprechende lumineszierende Punktdefekte, was die Quantenemissionssignatur von Punktdefekten weiter bestätigt. Die vollständigen DFT-berechneten Informationen zu verschiedenen Punktdefekten, deren Schemata, berechneten ZPL-Quantenemissionsenergien und entsprechenden PDOS-Informationen sind in Tabelle 2 aufgeführt.

Wie aus den simulierten Daten aus Tabelle 2 hervorgeht, zeigen Punktdefekte in 2D-hBN eine Einzelphotonenemission von 1,26 eV (980 nm) bis 4,7 eV (260 nm). Somit könnte die Quantenemission von 2D-hBN teilweise die Quantenkommunikation im UV-C-Bereich (Sonnenblindbereich) über kurze Distanzen unterstützen. Die Quantenkommunikation über große Entfernungen erfordert jedoch die Quantenemission im Telekommunikationsbereich (C-Band) von 1530–1560 nm, was mit der Emission von Quantenemittern im 2D-hBN im nahen Infrarot möglicherweise nicht möglich ist.

Um die QKD-Anforderung (Quantenkommunikation) für große Entfernungen zu erfüllen und die UV-Kommunikation über kurze Entfernungen noch zu verbessern, haben wir daher versucht, die mögliche Abstimmbarkeit der Emission präziser Quantenemitter durch Induzieren externer Spannungen zu ermitteln.

Die erste und wichtigste Überlegung bei der Abstimmung der Quantenemission auf den IR-Bereich ist die Auswahl lumineszierender Punktdefekte, deren Quantenemissionsenergie (ZPL) an der Grenze des nahen IR-Bereichs liegt, was es einfacher macht, die Quantenemission effizient auf den tiefen IR-Bereich abzustimmen . Auf diese Weise weist unter allen lumineszierenden Punktdefekten in 2D-hBN nur der VBO2-Defekt eine Emission im nahen IR-Bereich auf, dessen DFT-Näherungen mit den in Tabelle 1 aufgeführten experimentellen Beobachtungen übereinstimmen.

Das Schema des VBO2-Defekts (Bor-Leerstelle mit passivierten Sauerstoffatomen), wie in Abb. 9a gezeigt, dessen DFT-Simulation die ZPL-Emissionsenergie und die entsprechende PDOS ergab, ist in Tabelle 2 aufgeführt.

DFT-berechneter VBO2-Defekt, seine abstimmbare Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche und entsprechendes PDOS. (a) Schematische Darstellung von VBO2 (Bor-Mono-Leerstelle mit zwei Sauerstoffatomen), dessen ZPL-Energie bei 1,26 eV beobachtet wird. (b) PDOS des VBO2-Defekts ohne äußere Belastung, dessen mögliche elektronische Übergangsenergiedifferenz zwischen den Energiezuständen mit der ZPL-Energie (1,26 eV) übereinstimmt, die die Quantenemission gewährleistet. (c,d) Abstimmbarkeit der Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche für angewandte Zug- und Druckeffekte einseitiger Längsdehnungsinduktionen. Der rote Farbpfeil zeigt den Quantenemissionspeak (ZPL) bei 1,26 eV im spannungsfreien Zustand an. Der blaue Farbpfeil zeigt einen abgestimmten Quantenemissionspeak (abgestimmte ZPL) von bis zu 0,78 eV (in Richtung niedrigerer Energieregion) für den angelegten Zugeffekt einer einseitigen Längsdehnungsinduzierung. Der grüne Farbpfeil zeigt einen abgestimmten Quantenemissionspeak (abgestimmte ZPL) von bis zu 1,44 eV (in Richtung eines höheren Energiebereichs) für den angewendeten Kompressionseffekt einer einseitigen Längsdehnungsinduzierung an. Die Farben spiegelten sich auch in den PDOS-Informationen wider. Diagramme des optischen Spektrums wurden erhalten, indem die y-Achse der Imaginärkomponente der Dielektrizitätskonstante [ε] und die x-Achse der Energie (eV) zugeordnet wurden. (e,f) Entsprechendes PDOS der Zug- und Druckeffekte eines einseitig in Längsrichtung gespannten VBO2-Defekts, dessen Energieunterschiede mit abgestimmten Quantenenergien übereinstimmen, was die effiziente Abstimmbarkeit der Quantenemission und Bandlückenmodulation gewährleistet.

Die grafisch dargestellte PDOS des VBO2-Defekts ohne äußere Spannung ist in Abb. 9b dargestellt, in der der mit Elektronen besetzte Grundzustand unterhalb (links) der Fermi-Niveaulinie und der mit Elektronen nicht besetzte angeregte Zustand oberhalb (rechts) der Fermi-Linie liegt ebene Linie.

Diese Zwischenenergiezustände werden aufgrund des VBO2-Defekts und der Offenlegung eines Lorentz-förmigen ZPL-Peaks bei seiner jeweiligen Energie (1,26 eV) gebildet, dessen Wert mit der Energiedifferenz der Zwischenzustände ohne äußere Spannungsanregung übereinstimmt (wie in der grafischen Darstellung von PDOS gezeigt). bestätigt, dass VBO2 intrinsisch ein potenzieller Quantenemitter im nahen IR-Bereich ist.

Von allen drei verschiedenen Normaldehnungsinduktionen, die für die Simulation in Betracht gezogen werden, wie im Abschnitt „Methodik“ erläutert, weist VBO2 eine enorme Abstimmbarkeit in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche für die einseitige Längsdehnungsinduktion auf. Der Fehlerabstimmbarkeitsbereich und die Details der verantwortlichen Belastung sind in den Tabellen 3 und 4 aufgeführt.

Der VBO2-Defekt weist eine größere Abstimmbarkeit von bis zu 0,78 eV (mittlerer IR-Bereich) für den Zugeffekt (Dehnung) auf, der bei einseitiger Längsdehnungsinduzierung erzeugt wird, und eine Abstimmbarkeit von bis zu 1,44 eV (naher IR-Bereich) für den Druckeffekt (Schrumpfeffekt), der auf einer Seite erzeugt wird Die Induktion der Längsdehnung und die vollständige Abstimmbarkeit sind in Abb. 9c, d dargestellt. Wir untersuchten auch die PDOS von spannungsinduzierten (einseitig longitudinalen) 2D-hBN-Schichten mit VBO2-Defekten und beobachteten die Modulation der Bandlücke zwischen Energiezuständen. Für den Zugeffekt, der bei der einseitigen Längsdehnungsinduktion erzeugt wird, wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) ist, wie in Abb. 9e dargestellt. Diese verringerte Bandlückenenergie aufgrund der Verformungstechnik ist für die rotverschobene Quantenemission vom VBO2-Defekt in Richtung des mittleren IR-Bereichs verantwortlich und dieser verringerte Energielückenwert steht auch im Einklang mit der abgestimmten Emissionsenergie (simuliertes optisches Emissionsspektrum). Diese vollständigen Details zum PDOS von belasteten Defekten und ihrer maximal einstellbaren Emission sind in Tabelle 5 aufgeführt.

In ähnlicher Weise wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen für den Kompressionseffekt, der bei einseitiger Längsdehnung entsteht, vergrößert (auf einen höheren Energiewert gebracht) wird, wie in Abb. 9f gezeigt, und diese erhöhte Bandlückenenergie aufgrund der Dehnungstechnik ist dafür verantwortlich für blauverschobene Quantenemission von VBO2-Defekten konstruiert und dieser erhöhte Energieunterschied steht auch im Einklang mit der abgestimmten Emissionsenergie, wie in Tabelle 5 gezeigt.

Daher bestätigt diese Konsistenz einer ungedehnten und einseitig in Längsrichtung gespannten Energielücke zwischen manipulierten Zwischenzuständen (beobachtet aus der PDOS-Darstellung) zusammen mit ungestimmten und abgestimmten Emissionsspektren die Abstimmbarkeit der Quantenemission (mittleres IR bis nahes IR) des VBO2-Defekts.

Nur Mono- und Di-Leerstellendefekte (VB, VN und VBN), die mit den in Tabelle 1 aufgeführten experimentellen Angaben übereinstimmen, zeigten die intrinsische Quantenemission in verschiedenen Segmenten des UV-Bereichs. Die Auswahl einer solchen Defektklasse hilft dabei, die Quantenemission effizient auf den tiefen UV-Bereich abzustimmen.

Die schematischen Darstellungen der VB-Defekte (Bor-Mono-Leerstelle), VN-Defekte (Stickstoff-Mono-Leerstelle) und VBN-Defekte (Bor- und Stickstoff-Di-Leerstelle) sind in den Abbildungen dargestellt. 10a, 12g, d, deren DFT-Simulation die ZPL-Emissionsenergie und die entsprechende PDOS ergab, sind in Tabelle 2 aufgeführt.

DFT-berechneter VB-Defekt, seine abstimmbare Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche und entsprechendes PDOS. (a) Schematische Darstellung von VB (Bor-Mono-Leerstelle), dessen ZPL-Energie bei 4,7 eV beobachtet wird. (b) PDOS eines VB-Defekts ohne äußere Belastung, dessen mögliche elektronische Übergangsenergiedifferenz zwischen Energiezuständen mit der ZPL-Energie (4,7 eV) übereinstimmt, die die Quantenemission gewährleistet. (c,d) Abstimmbarkeit der Quantenemission in den Bereich niedrigerer und höherer Energie für angelegte positive bzw. negative biaxiale Spannungen. Der rote Farbpfeil zeigt den Quantenemissionspeak (ZPL) bei 4,7 eV im spannungsfreien Zustand an. Der blaue Farbpfeil zeigt einen abgestimmten Quantenemissionspeak (abgestimmte ZPL) von bis zu 4,4 eV (in Richtung niedrigerer Energiebereich) für angelegte positive biaxiale Spannung an. Der grüne Farbpfeil zeigt einen abgestimmten Quantenemissionspeak (abgestimmte ZPL) von bis zu 4,86 ​​eV (in Richtung eines höheren Energiebereichs) für angelegte negative biaxiale Spannung an. Die Farben spiegelten sich auch in den PDOS-Informationen wider. Diagramme des optischen Spektrums wurden erhalten, indem die y-Achse der Imaginärkomponente der Dielektrizitätskonstante [ε] und die x-Achse der Energie (eV) zugeordnet wurden. (e, f) Entsprechendes PDOS eines positiv und negativ biaxial gespannten VB-Defekts, dessen Energieunterschiede mit abgestimmten Quantenenergien übereinstimmen, was die effiziente Abstimmbarkeit der Quantenemission und Bandlückenmodulation gewährleistet.

Die grafisch dargestellte PDOS von VB-, VN- und VBN-Defekten ohne äußere Spannung ist in Abb. 10b und Abb. S4g, d dargestellt und offenbart das Vorhandensein von Zwischenenergiezuständen (in denen der elektronenbesetzte Grundzustand darunter liegt (links)). die Fermi-Niveaulinie und der unbesetzte angeregte Elektronenzustand liegen oberhalb (rechts) der Fermi-Niveaulinie), deren Energielücken mit der ZPL-Emission bei jeweiligen Energien (4,7 eV, 3,59 eV und 3,5 eV) übereinstimmen.

Diese Konsistenz der PDOS-Energielücken dieser Mono- und Di-Leerstellendefekte mit ihren Lorentz-förmigen ZPL-Energien bestätigt ihre intrinsische potentielle Quantenemission bei verschiedenen Schattierungen des UV-Bereichs.

Alle diese Mono- und Di-Leerstellendefekte zeigen eine größere und lineare Abstimmbarkeit in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche, nur mit biaxialen Dehnungsinduktionen. Der Abstimmbarkeitsbereich dieser Defekte und die Art der biaxialen Dehnungen, die für die Abstimmung verantwortlich sind, sind in den Tabellen 3 und 4 aufgeführt.

VB- und VBN-Defekte weisen eine Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs von bis zu 4,4 eV bzw. 3,24 eV auf, wie in den Abbildungen gezeigt. 10c und 12e für positive biaxiale Dehnungsinduzierung, im Gegensatz dazu zeigt der VN-Defekt eine Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs bis zu 3,9 eV, wie in Abb. 12i für positive biaxiale Dehnung gezeigt. Umgekehrt weisen VB- und VBN-Defekte eine Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs von bis zu 4,86 ​​eV bzw. 4,08 eV auf, wie in den Abbildungen gezeigt. 10d und 12f für die Induktion einer negativen biaxialen Dehnung, während der VN-Defekt bei derselben negativen biaxialen Dehnung eine Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs bis zu 3, 3 eV aufweist, wie in Abb. 12e gezeigt.

Wir untersuchten auch die PDOS von spannungsinduzierten (biaxialen Spannungen) 2D-hBN-Schichten mit VB-, VN- und VBN-Defekten. Für die Defekte VB und VBN wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen den Energiezuständen verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) ist, wie in Abb. 10e bzw. Abb. S4e dargestellt, was zu einer positiven biaxialen Dehnungsinduktion führt, die für die Rotverschiebung verantwortlich ist Quantenemission. Bei VN-Defekten hingegen wurde festgestellt, dass die Energielücke bei gleicher positiver biaxialer Dehnung größer ist (auf einen höheren Energiewert eingestellt), wie in Abb. S4i gezeigt, wodurch die Quantenemission blauverschoben ist.

Im Gegensatz dazu wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen den Energiezuständen für VB und VBN vergrößert ist (auf einen höheren Energiewert ausgelegt), wie in Abb. 10f bzw. Abb. S4f dargestellt, bei negativer biaxialer Dehnung, was der Grund für die Blauverschiebung ist Quantenemission. Bei VN-Defekten hingegen wurde festgestellt, dass die Energielücke verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) ist, wie in Abb. S4h gezeigt, und zwar bei gleicher negativer biaxialer Spannung, was zu einer rotverschobenen Quantenemission führt.

Somit stimmen die modulierten Energielückenwerte für VB-, VN- und VBN-Defekte auch mit ihren abgestimmten Emissionsenergien (simuliertes optisches Emissionsspektrum) überein, und diese vollständigen Details in Bezug auf PDOS von gespannten Defekten und ihren maximalen einstellbaren Emissionen sind in Tabelle 5 aufgeführt.

Daher stimmten die ungedehnten (keine angelegte Dehnung) und die biaxial gespannten, manipulierten Zwischenzustandsenergielücken (beobachtet aus der PDOS-Darstellung) von geschichtetem hBN, das VB-, VN- und VBN-Defekte enthielt, mit nicht abgestimmten und abgestimmten Emissionsspektren überein.

Diese Konsistenz bestätigt die abstimmbare Quantenemission im UV-A-Bereich von VN- und VBN-Defekten und die abstimmbare Quantenemission vom UV-B- in den UV-C-Bereich von VB-Defekten.

Von allen Punktdefekten (deren DFT-Annäherungen mit experimentellen Untersuchungen vergleichbar sind, wie in Tabelle 2 aufgeführt) ist der einzige lumineszierende Punktdefekt, der seine vollständige Abstimmbarkeit im sichtbaren Bereich zeigt, der NBVN-Defekt (der bisher meist als lumineszierender Punktdefekt bezeichnet wird).

Die schematischen Darstellungen des NBVN-Defekts (Stickstoff-Mono-Leerstelle mit Selbstinterstitial (Bor durch Stickstoff ersetzt)), wie in Abb. 11d dargestellt, die durch DFT-Simulation erhaltene ZPL-Emissionsenergie und das entsprechende PDOS sind in Tabelle 2 aufgeführt.

Schematische Darstellung von DFT-berechneten CBVN-, NBVN- und Bor-Dangling-Bonds und ihrer entsprechenden abstimmbaren Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche. (a,d,g) Schematische Darstellung von CBVN-Defekten (Stickstoff-Mono-Leerstelle mit Kohlenstoff-Interstitial), NBVN-Defekten (Stickstoff-Mono-Leerstelle mit Selbst-Interstitial) und Bor-Dangling-Bonds-Defekten, deren ZPL-Energien bei 1,74 eV, 2 eV bzw. 3,18 eV beobachtet werden und entsprechende abstimmbare Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energieregion für angelegte einseitige laterale, longitudinale und biaxiale Spannungen, wie in den Tabellen 3 und 4 beschrieben. (b, e, h) Abstimmbarkeit von Defekten in Richtung niedrigerer Energieregion. (c,f,i) Abstimmbarkeit von Defekten in Richtung höherer Energieregion. Alle roten Farbpfeile zeigen die ZPL-Energie ohne Belastung an. Alle blauen und grünen Farbpfeile zeigen abgestimmte ZPL-Energien in Richtung niedrigerer Energiebereiche bzw. höherer Energiebereiche an. Die entsprechenden PDOS-Informationen zu unverspannten und gespannten Quantenemittern sind in Abbildung S3 (unterstützende Informationen) dargestellt.

Das grafisch dargestellte PDOS des NBVN-Defekts ohne äußere Belastung ist in den Abbildungen dargestellt. S2d und S3d, die das Vorhandensein von elektronenbesetzten und unbesetzten Zwischenenergiezuständen zeigen, die durch eine Fermi-Niveaulinie dazwischen getrennt sind. Der Energieunterschied zwischen diesem Grundzustand und dem angeregten Zustand stimmt mit der ZPL-Emission bei der jeweiligen Energie (~ 2 eV) überein, und diese Konsistenz der PDOS-Energielücken mit ihren Lorentz-förmigen ZPL-Energien bestätigt die klare intrinsische Quantenemission im sichtbaren Bereich des NBVN-Defekts.

Der NBVN-Defekt reagiert linear auf alle drei verschiedenen Arten von Belastungen (biaxiale, einseitige seitliche und einseitige Längsbelastungen, wie im Abschnitt zur Methodik oben erläutert). Daher sind der Fehlerabstimmbarkeitsbereich für verschiedene Arten von Dehnungsinduktionen und andere Details in den Tabellen 3 und 4 aufgeführt.

Der NBVN-Defekt weist eine enorme Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs von bis zu 1,74 eV für positive biaxiale und 1,38 eV für den Kompressionseffekt auf, der bei einseitigen Längsdehnungsinduktionen erzeugt wird, wie in Abb. S1b bzw. Abb. 11e dargestellt.

Darüber hinaus weist der NBVN-Defekt eine enorme Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs von bis zu 2,21 eV für negative biaxiale Dehnung und 2,57 eV für Zugeffekte auf, die bei einseitigen lateralen Dehnungsinduktionen erzeugt werden, wie in Abb. S1a bzw. Abb. 11f dargestellt.

Wir untersuchten auch die PDOS aller drei Arten von Spannungen, die in 2D-hBN-Schichten mit NBVN-Defekten induziert wurden (biaxial, einseitig lateral und einseitig longitudinal), und wir beobachteten eine Riesenmodulation (Strain Engineering) der Bandlücke zwischen Energiezuständen. Für die positive biaxiale Dehnung und für den Kompressionseffekt, der bei der einseitigen Längsdehnungsinduktion entsteht, wird festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) wird, wie in den Abbildungen gezeigt. S2f bzw. S3e, die für die rotverschobene Quantenemission aus dem NBVN-Defekt verantwortlich sind.

Im Gegensatz dazu wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen für die negative biaxiale Dehnung und für den Zugeffekt, der durch einseitige seitliche Dehnungsanregungen erzeugt wird, vergrößert (auf einen höheren Energiewert ausgelegt) ist, wie in den Abbildungen gezeigt. S2e bzw. S3f, wodurch die Quantenemission vom NBVN-Defekt blauverschoben ist.

Somit stimmen die modulierten Energielückenwerte von PDOS für NBVN-Defekte (aufgrund biaxialer, einseitiger lateraler und einseitiger Längsspannungen) auch mit ihren abgestimmten Emissionsenergien (simulierten optischen Emissionsspektren) überein. Diese vollständigen Details zum PDOS von belasteten Defekten und ihren maximal einstellbaren Emissionen sind in Tabelle 5 aufgeführt.

Daher bestätigt diese Konsistenz von nicht gespannten und drei verschiedenen Arten von spannungsinduzierten, manipulierten Zwischenzustands-Energielücken (beobachtet aus der PDOS-Darstellung) zusammen mit ungestimmten und abgestimmten Emissionsspektren die Abstimmung der Quantenemission (sichtbarer Bereich) des NBVN-Defekts

Während der bisherigen Diskussion über die Abstimmbarkeit der Quantenemission zeigten alle fünf verschiedenen lumineszierenden Punktdefekte ihre vollständige mögliche Abstimmbarkeit über einen einzigen Bereich (d. h. IR-Bereich – VBO2, UV-Bereich – VB, VN und VBN und sichtbarer Bereich – NBVN). des elektromagnetischen Spektrums. Darüber hinaus haben wir auch herausgefunden, dass diese drei Punktdefekte (CBVN, CBCN und Bor-Dangling-Bonds) in der Lage sind, die Quantenemission abzustimmen, die vom nahen IR bis zum sichtbaren Bereich bzw. vom sichtbaren bis zum UV-Bereich (UV-A) reichen kann .

Von allen bisher gemeldeten lumineszierenden Punktdefekten (deren DFT-Berechnungen mit den in Tabelle 2 aufgeführten experimentellen Beobachtungen übereinstimmen) wurde nur ein CBVN-Defekt gefunden, der eine Quantenemissionsabstimmbarkeit vom nahen IR bis zum sichtbaren Bereich aufweist.

Die schematischen Darstellungen des CBVN-Defekts (Stickstoff-Mono-Leerstelle mit Kohlenstoff-Zwischengitterplätzen), wie in Abb. 11a dargestellt, sowie die durch DFT-Simulation erhaltene ZPL-Emissionsenergie und das entsprechende PDOS sind in Tabelle 2 aufgeführt.

Das grafisch dargestellte PDOS des CBVN-Defekts ohne äußere Belastung ist in den Abbildungen dargestellt. S2a und S3a, die das Vorhandensein von Zwischenenergiezuständen (elektronenbesetzter Grundzustand und unbesetzter angeregter Zustand, getrennt durch eine Fermi-Niveaulinie dazwischen) aufweisen. Der Energieunterschied zwischen diesen Zwischenenergiezuständen steht im Einklang mit der Lorentz-förmigen ZPL-Emission bei der jeweiligen Energie (~ 1,7 eV) und diese Konsistenz bestätigt die Quantenemission an der Grenze zwischen nahem IR und sichtbarem Bereich, was dazu beiträgt, eine breite Abstimmbarkeit in beide Richtungen abzudecken -IR und sichtbare Bereiche.

Ähnlich wie der NBVN-Defekt reagiert auch der CBVN-Defekt linear auf alle drei verschiedenen Arten von Belastungen (biaxiale, einseitige laterale und einseitige Längsbelastungen, wie im Abschnitt zur Methodik oben erläutert). Daher sind der Fehlerabstimmbarkeitsbereich für verschiedene Arten von Dehnungsinduktionen und andere Details in den Tabellen 3 und 4 aufgeführt.

Der CBVN-Defekt weist auch eine enorme Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs von bis zu 1,22 eV bzw. 1,3 eV auf, wie in den Abbildungen gezeigt. 8 und 11b, für positive biaxiale und für den Kompressionseffekt, der bei einseitigen Längsdehnungsinduktionen erzeugt wird, und große Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs bis zu 2,05 eV bzw. 2,47 eV, wie in Abb. 8 und 11b gezeigt. 8 und 11c, für negative biaxiale Dehnung und Zugwirkung, die durch einseitige seitliche Dehnungsanregungen erzeugt werden.

Wir untersuchten auch die PDOS aller drei durch Deformationen induzierten (biaxialen, einseitig lateralen und einseitig longitudinalen) 2D-hBN-Schichten mit CBVN-Defekten und beobachteten eine stärkere Modulation (Strain Engineering) der Bandlücke der Interenergiezustände. Für die positive biaxiale Dehnung und für den Kompressionseffekt, der bei der einseitigen Längsdehnungsinduktion entsteht, wird festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) wird, wie in den Abbildungen gezeigt. S2c und S3b, die für die rotverschobene Quantenemission vom CBVN-Defekt verantwortlich sind.

Andererseits wurde festgestellt, dass die Energielücke zwischen diesen Zwischenzuständen für die negative biaxiale Dehnung und für den Zugeffekt, der durch einseitige laterale Dehnungsanregungen erzeugt wird, vergrößert (auf einen höheren Energiewert ausgelegt) ist, wie in den Abbildungen gezeigt. S2b und S3c, wodurch die Quantenemission vom CBVN-Defekt blauverschoben ist.

Somit stimmen die modulierten Energielückenwerte von PDOS für CBVN-Defekte (aufgrund biaxialer, einseitiger lateraler und einseitiger Längsspannungen) auch mit ihren abgestimmten Emissionsenergien (simulierten optischen Emissionsspektren) überein und diese vollständigen Details beziehen sich auf PDOS von gespannten Defekte und ihre maximal einstellbaren Emissionen sind in Tabelle 5 aufgeführt.

Daher bestätigt diese Konsistenz von ungedehnten und drei verschiedenen Arten von Dehnungen induzierenden erzeugten Energielücken in Zwischenzuständen (beobachtet aus der PDOS-Darstellung) zusammen mit ungestimmten und abgestimmten Emissionsspektren die Abstimmung der Quantenemission (vom nahen IR bis zum sichtbaren Bereich). ) aufgrund eines CBVN-Defekts.

Aus der Herde lumineszierender Punktdefekte bis heute (deren DFT-Näherungen und experimentelle Untersuchungen miteinander übereinstimmen, wie in Tabelle 2 aufgeführt) wurden nur CBCN-Defekte und baumelnde Borbindungen gefunden, die eine abstimmbare Quantenemission vom sichtbaren bis zum UV-Bereich (UV-A) aufweisen ) Region.

Die schematischen Darstellungen der CBCN- (Kohlenstoffdimere) und Bor-Dangling-Bonds-Defekte sind in den Abbildungen dargestellt. 12a bzw. 11g, DFT-Simulation erhaltene ZPL-Emissionsenergie und entsprechende PDOS sind in Tabelle 2 aufgeführt.

Schematische Darstellung von DFT-berechneten CBCN-, VBN- und VN-Defekten und ihrer entsprechenden abstimmbaren Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche. (a,d,g) Schematische Darstellung von CBCN- (Kohlenstoff-Dimer-), VBN- (Bor- und Stickstoff-Di-Leerstellen) und VN-Defekten (Stickstoff-Mono-Leerstellen), deren ZPL-Energien jeweils bei 3,54 eV, 3,5 eV und 3,59 eV beobachtet werden Abstimmbare Quantenemission in Richtung niedrigerer und höherer Energieregion für biaxiale Spannungen, wie in den Tabellen 3 und 4 beschrieben. (b, e, h) Abstimmbarkeit von Defekten in Richtung niedrigerer Energieregion. (c,f,i) Abstimmbarkeit von Defekten in Richtung höherer Energieregion. Alle roten Farbpfeile zeigen die ZPL-Energie ohne Belastung an. Alle blauen und grünen Farbpfeile zeigen abgestimmte ZPL-Energien in Richtung niedrigerer Energiebereiche bzw. höherer Energiebereiche an. Die entsprechenden PDOS-Informationen zu unverspannten und gespannten Quantenemittern sind in Abbildung S4 (unterstützende Informationen) dargestellt.

Die grafisch dargestellte PDOS von CBCN- und Bor-Dangling-Bonds-Defekten ohne äußere Belastung ist in den Abbildungen dargestellt. S4a und S3g, die das Vorhandensein von Zwischenenergiezuständen offenbaren (in denen der mit Elektronen besetzte Grundzustand unterhalb (links) der Fermi-Niveaulinie liegt und der nicht mit Elektronen besetzte angeregte Zustand oberhalb (rechts) der Fermi-Niveaulinie liegt). Der Energieunterschied zwischen diesen Zwischenenergiezuständen steht im Einklang mit der Lorentz-förmigen ZPL-Emission bei den jeweiligen Energien (3,54 eV und 3,18 eV) und diese Konsistenz bestätigt die Quantenemission etwa an der Grenze zwischen sichtbarem und UV-Bereich, was dazu beiträgt, eine breite Abstimmbarkeit in beide Richtungen abzudecken sichtbaren und UV-Bereichen (UV-A).

Diese CBCN- und Bor-Dangling-Bonds-Defekte zeigen eine größere und lineare Abstimmbarkeit in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche, nur für biaxiale Dehnungsinduktionen. Der Abstimmbarkeitsbereich dieser Defekte und die Art der biaxialen Dehnungen, die für die Abstimmung verantwortlich sind, sind in den Tabellen 3 und 4 aufgeführt.

Die CBCN- und Bor-Dangling-Bonds-Defekte zeigen eine Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs von bis zu 2,8 eV bzw. 2,7 eV für eine positive biaxiale Dehnungsinduzierung, wie in den Abbildungen gezeigt. 12b bzw. 11h und umgekehrt zeigen die Defekte eine Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs bis zu 3,65 eV bzw. 3,3 eV, wie in den Abbildungen gezeigt. 12c und 11i für negative biaxiale Dehnungsinduktion.

Wir untersuchten auch die PDOS von spannungsinduzierten (biaxialen Spannungen) 2D-hBN-Schichten mit CBCN- und Bor-Dangling-Bond-Defekten, deren Energielücken zwischen den Energiezuständen verringert (auf einen niedrigeren Energiewert ausgelegt) waren, wie in den Abbildungen gezeigt. S4b bzw. S3h für die positive biaxiale Spannungsinduktion, die für die rotverschobene Quantenemission verantwortlich ist. Im Gegensatz dazu wurde festgestellt, dass die Energielücken zwischen den Energiezuständen vergrößert sind (auf einen höheren Energiewert ausgelegt), wie in den Abbildungen gezeigt. S4c bzw. S3i für negative biaxiale Spannung, die der Grund für die blauverschobene Quantenemission ist.

Somit stimmen die modulierten Energielückenwerte von PDOS für CBCN- und Bor-Dangling-Bond-Defekte auch mit ihren abgestimmten Emissionsenergien überein (simuliertes optisches Emissionsspektrum). Diese vollständigen Details zum PDOS von belasteten Defekten und ihren maximal einstellbaren Emissionen sind in Tabelle 5 aufgeführt.

Daher bestätigt diese Konsistenz der Energielücke zwischen nicht gespannten und biaxial gespannten manipulierten Zwischenzuständen (beobachtet aus der PDOS-Darstellung) zusammen mit nicht abgestimmten und abgestimmten Emissionsspektren die abstimmbare Quantenemission (vom sichtbaren bis zum UV-Bereich (UV-A)). CBCN- und Bor-Dangling-Bond-Defekte.

Den erhaltenen simulierten Daten zufolge ist nur der VBO2-Defekt ein potenzieller Kandidat für die Abstimmung der Quantenemission im Telekommunikationswellenlängenbereich (C-Band) um 1589,5 nm (0,78 eV), wie in Abb. 9 dargestellt, aufgrund der externen Spannungsinduktion , was eine wesentliche Voraussetzung für QKD im IR-Bereich ist, und andererseits Bor-Mono-Leerstellen (VB-Defekt) aufweisen, weisen die Emissionsabstimmbarkeit tief in den solaren Bindungsbereich (UV-C) um 255 nm (4,86 eV) auf, wie in Abb .10, das die effiziente Implementierung der Quantenkommunikation im UV-Bereich stark unterstützt und verbessert.

Die übrigen Defekte zeigen ihre einstellbare Emission im sichtbaren IR-Bereich (CBVN-Defekt), im UV-sichtbaren Bereich (Bor-Dangling-Bonds und CBCN-Defekte) und um die Teile des UV-A-Bereichs (VN- und VBN-Defekte), wie in den Abbildungen dargestellt. 8, 11 und 12.

Nur der NBVN-Defekt weist den Abstimmbarkeitsbereich durch den Kern des sichtbaren Bereichs auf, wie in Abb. S1 und Abb. 11e, f gezeigt, und solche intermittierenden Emissionen können die Verbesserung quantenphotonischer Geräte fördern. Die kurze zusammenfassende Tabelle aus der Analyse der Ergebnisse und dem Diskussionsabschnitt, die schnelle Informationen und einen Vergleich über lumineszierende Punktdefekte und die verantwortlichen Arten der externen Dehnungsinduktion für die Abstimmung auf Bereiche mit niedrigerer und höherer Energie bietet, ist in Tabelle 6 dargestellt.

Anhand der simulierten Daten wurde beobachtet, dass für alle Defekte (VBO2, CBVN, NBVN, CBCN, VBN und Bor-Dangling-Bonds) ein breiteres Spektrum an Abstimmbarkeit beobachtet werden kann als im Vergleich zu Mono-Leerstellendefekten (VB und VN). Für alle in Tabelle 1 aufgeführten Defekte wird eine bessere Abstimmbarkeit in Richtung des Bereichs mit niedrigerer Energie im Vergleich zum Bereich mit höherer Energie beobachtet, mit Ausnahme von VBN- und CBVN-Defekten, die eine größere Abstimmbarkeit in Richtung des Bereichs mit höherer Energie im Vergleich zum Bereich mit niedrigerer Energie zeigten, wie in den Tabellen 3 und 4 beobachtet.

Insbesondere haben wir beobachtet, dass nur Stickstoff-Mono-Leerstellen mit Selbst- oder Kohlenstoff-Interstitial-Defekten (NBVN und CBVN) eine enorme Einstellbarkeit für alle drei verschiedenen Belastungen (biaxiale, einseitige laterale und einseitige Längsbelastungen) aufweisen. Insbesondere wird bei NBVN- und CBVN-Defekten bei einseitigen lateralen und einseitigen Längsdehnungen eine größere Abstimmbarkeitsordnung beobachtet als bei biaxialen Dehnungen, wie in Lit. 14, 21, 25 beobachtet.

Es wurde festgestellt, dass die Quantenemitter ihre ZPL-Lorentzsche Form (Signatur der Quantenemission) beibehalten, ohne sich zu verformen, und zwar über den gesamten möglichen Abstimmbarkeitsbereich vom niedrigeren bis zum höheren Energiebereich bei allen induzierten Spannungen.

Verschiedene lumineszierende Punktdefekte weisen einen unterschiedlichen Abstimmbarkeitsbereich und eine unterschiedliche Reaktion auf unterschiedliche Dehnungswerte auf, was weiter bestätigt, dass jeder lumineszierende Punktdefekt seine eigenen einzigartigen Eigenschaften aufweist, wie z. B. unterschiedliche Herstellungsprozesse und Defektstrukturausrichtungen, unterschiedliche Energielücken zwischen Zwischenenergiezuständen (erstellt durch). Punktfehler) usw.

Während wir die Quantenemission durch Induzieren verschiedener äußerer Spannungen auf Bereiche mit niedrigerer und höherer Energie abstimmten, beobachteten wir, dass alle Defekte entweder eine Zunahme oder Abnahme der Intensität der Lorentz-förmigen ZPL-Peaks in den optischen Emissionsspektren aufweisen. Diese Zunahme oder Abnahme der Intensitäten bei der Abstimmung der Quantenemission wurde auch in früheren Experimenten und DFT-Rechnungsarbeiten beobachtet14,21.

Herkömmlicherweise repräsentiert diese ZPL-Intensität die Emissionsrate (pro Sekunde emittierte Photonen)39 und diese Zunahme oder Abnahme der Intensität führt zu einer Zunahme oder Abnahme der Emissionsrate, während die Quantenabstimmung durch externe Spannungsinduktion erfolgt.

Bei der Aufklärung auf atomarer Ebene liegt der wesentliche Grund für diese Verschiebung und Abstimmung des Emissionsspektrums von lumineszierenden Punktdefekten in der Veränderung und Verformung der Kristallstruktur aufgrund äußerer Spannungsinduktionen.

Vorwiegend haben wir die Verformung der atomaren Bindungslängen von lumineszierenden Punktdefekten für verschiedene Spannungsinduktionen beobachtet. In diesem Artikel stellen wir einige der Punktdefekte vor, deren Bindungslängen aufgrund äußerer Spannungsinduktionen deformiert werden und die für die Abstimmung ihres Emissionsspektrums in Richtung niedrigerer und höherer Energiebereiche verantwortlich sind.

Abbildung 13 zeigt die Verformung der Bindungslängen für VB-Punktdefekte aufgrund biaxialer Dehnungsinduktionen. Abbildung 13a zeigt die optimierte Kristallstruktur des VB-Defekts und ihre entsprechenden Bindungslängen unter der Bedingung einer Nullspannung (keine äußere Spannung induziert).

Schematische Darstellung der Bindungslängenänderungen im VB-Defekt aufgrund der biaxialen Spannungsinduktion. (a) Optimierter VB-Punktdefekt und die entsprechenden Bindungslängen, gemessen ohne äußere Anreizbedingung. (b,c) VB-Punktdefekte und ihre veränderten Bindungslängen, gemessen unter positiven bzw. negativen biaxialen Spannungsinduktionen. Die gefundenen Bindungslängen erhöhten sich bei positiver biaxialer Dehnung und verringerten sich bei negativen biaxialen Dehnungsinduktionen im Vergleich zu den Bindungslängen von Punktdefekten ohne Dehnungsbedingung, wie in (a) gezeigt. Der Prozentsatz der auf den VB-Defekt ausgeübten positiven und negativen Belastung ist in Tabelle 5 aufgeführt.

Abbildung 13b zeigt die Verformung der VB-Punktdefekt-Kristallbindungslängen aufgrund positiver biaxialer Dehnungsinduktionen. Abbildung 13c zeigt die Verformung der VB-Punktdefekt-Kristallbindungslängen aufgrund negativer biaxialer Spannungsinduktionen.

Da die Änderung der Bindungslängen deutlich beobachtet wurde, können wir feststellen, dass bei positiven biaxialen Spannungsinduktionen die Kristallbindungslängen im Vergleich zu den Bindungslängen von Punktdefekten (unter Bedingungen ohne Spannung) zunahmen. Diese Zunahme der Bindungslängen kann ein wesentlicher Grund für die Modulation der Bandlücke durch Punktdefekte (Abnahme der Bandlücke) und die entsprechende Verschiebung des Emissionsspektrums in den Bereich niedrigerer Energie sein.

In ähnlicher Weise wurde festgestellt, dass bei negativen biaxialen Dehnungsinduktionen die Kristallbindungslängen im Vergleich zu den Bindungslängen von Punktdefekten (ohne Dehnungsbedingungen) geringer sind. Diese Verringerung der Bindungslängen kann ein wesentlicher Grund für die Modulation der Bandlücke durch Punktdefekte (Zunahme der Bandlücke) und die entsprechende Verschiebung des Emissionsspektrums in Richtung eines höheren Energiebereichs sein.

Wir untersuchten auch die Kristallbindungslängenverformung von Punktdefekten (Bor Dangling Bonds, NBVN und CBVN) auf positive und negative biaxiale Spannungsinduktionen und die Variation in den Bindungslängenschemata wurde in den Abbildungen dargestellt. S5, S6 und S7.

Für die Punktdefekte (Bor-Dangling-Bonds, NBVN und CBVN) haben wir eine Zunahme der Bindungslängen bei positiver biaxialer Dehnung und eine Abnahme der Bindungslängen bei negativer biaxialer Dehnung beobachtet, genau wie das Verhalten, das für den VB-Punktdefekt beobachtet wurde, wie in Abb. 13.

Gemäß unserer Überwachung besteht die symmetrische Beziehung zwischen rotverschobener Quantenemission für die Zunahme aller Bindungslängen von Punktdefekten (Bor-Dangling-Bonds, VB, NBVN und CBVN) aufgrund positiver biaxialer Spannung und blauverschobener Quantenemission für die Abnahme aller Bindungen Längen von Punktdefekten aufgrund negativer biaxialer Dehnungsinduktionen wurden beobachtet.

Diese Symmetrie wurde jedoch bei einseitigen lateralen und longitudinalen Dehnungsanregungen gebrochen. Dies ist auf den negativen Poissonzahl-Effekt zurückzuführen, der entlang einseitiger lateraler und longitudinaler Dehnungsinduktionen auftritt, wie in den Abbildungen erläutert. 3 und 7.

Wir haben die Verformung der Bindungslänge für die Zug- und Druckeffekte einseitiger lateraler und longitudinaler Dehnungsinduktionen für die Punktdefekte NBVN und CBVN beobachtet, wie in Abb. 14 bzw. Abb. S8 dargestellt.

Schematische Darstellung der Bindungslängenänderungen bei NBVN-Defekten aufgrund einseitiger lateraler und longitudinaler Dehnungsinduktion. (a) Optimierter NBVN-Punktdefekt und die entsprechenden Bindungslängen, gemessen ohne äußere Anreizbedingung. (b,c) NBVN-Punktdefekt und ihre veränderten Bindungslängen, gemessen unter Zugwirkung einseitiger Querdehnung und Druckwirkung einseitiger Längsdehnungsanregungen. Bei einseitigen lateralen und longitudinalen Dehnungsinduktionen besteht die Tendenz, dass einige der Bindungslängen zunehmen und einige der Bindungslängen tendenziell abnehmen. Dies ist auf die Beteiligung des Poisson-Verhältnis-Effekts zusammen mit einseitigen lateralen und longitudinalen Dehnungsinduktionen zurückzuführen. Der Prozentsatz der auf den NBVN-Defekt angewendeten positiven und negativen Belastung ist in Tabelle 5 aufgeführt.

Für den Zugeffekt der einseitigen seitlichen Spannungsinduktion bei NBVN- und CBVN-Defekten besteht die Tendenz, dass einige der Bindungslängen zunehmen und einige der Bindungslängen tendenziell abnehmen, wie in Abb. 14b bzw. Abb. S8b dargestellt. Diese Zunahme und Abnahme der Bindungslängen ist auf den Zugeffekt einer einseitigen seitlichen Belastung und die entsprechende kompressive Poisson-Verhältnis-Verformung zurückzuführen.

In ähnlicher Weise neigen einige der Bindungslängen für die Kompressionswirkung der einseitigen Längsdehnungsinduktion bei NBVN- und CBVN-Defekten dazu, zuzunehmen und einige der Bindungslängen tendenziell abzunehmen, wie in Abb. 14c bzw. Abb. S8c dargestellt. Diese Zunahme und Abnahme der Bindungslängen ist auf den Druckeffekt der einseitigen Längsdehnung und die entsprechende Zugverformung durch das Poisson-Verhältnis zurückzuführen.

Wie in den obigen Sitzungen besprochen, erzeugen diese lumineszierenden Punktdefekte einen Zwischenenergiezustand zwischen der breiten Bandlücke (zwischen Valenz- und Leitungsband) von 2D-hBN, wie in Lit. 39 gezeigt. Wenn dieses besetzte Grundzustandselektron mit ausreichend Energie angeregt wird, geht es in den unbesetzten angeregten Zustand über. Während dieses Übergangs behält das einzelne Elektron seinen individuellen Spin bei, das heißt, das Elektron geht in den angeregten Zustand über, in dem das Elektron denselben Spintyp besitzt.

Dieser Spintyp kann entweder Spin-Up ↑ oder Spin-Down ↓ sein, und alle lumineszierenden Punktdefekte (wie in Tabelle 1 aufgeführt) bewahren nachweislich verschiedene spinpolarisierte Übergänge und es können Informationen über die Art des Spinübergangs erhalten werden, bei der Punktdefekte erhalten bleiben von PDOS Ausführung von lumineszierenden Punktdefekten. Die vollständigen Daten bezüglich der Art des Spinübergangs und der Punktdefekte, die während unserer DFT-Simulationen erhalten wurden, sind in Tabelle ST1 aufgeführt (in den unterstützenden Informationen aufgeführt).

Unsere DFT-Berechnungen können wertvolle Einblicke in die Quantenemissionsenergien lumineszierender Punktdefekte, einstellbare Emissionsbereiche aufgrund verschiedener externer Spannungsinduktionen und die entsprechende Zustandsbesetzung in mittleren Energieniveaus liefern. Sie sind jedoch darauf beschränkt, die wichtigen Aspekte lumineszierender Punktdefekte wie angeregte Zustandsstrukturen45 von Punktdefekten, Spin-Bahn und ihre Hyperfeinkopplungen zu behandeln.

Die hochmodernen GW-Näherungen mit der Bethe-Salpeter-Gleichung (BSE) und anderen neueren Methoden könnten die Eigenschaften lumineszierender Punktdefekte wie angeregte Zustandsstrukturen, Spin-Bahn- und Hyperfeinkopplungen genau charakterisieren, was über die Möglichkeiten hinausgeht der DFT-Studien31,32,33,34,35. Diese First-Prinzipien-Berechnungen lumineszierender Punktdefekte unter Verwendung von GW-Näherungen mit BSE-Berechnungen sind jedoch ein neuer Fortschritt und erfordern hohe Rechenressourcen und Zeit. Daher befassen wir uns in dieser Arbeit mit einigen der früheren GW-Berechnungen von Punktdefekten, deren Näherungen nahezu mit unserer Arbeit übereinstimmen.

Mono- und Di-Leerstellendefekte, deren Emissionen bei etwa 4 eV liegen, zeigten das Vorhandensein von mit Elektronen vollbesetzten, halbgefüllten und unbesetzten Energiezuständen in Strukturberechnungen angeregter Zustände unter Verwendung von GW-Näherungen, wie in Lit. 46 gezeigt, deren Übergänge ähneln den Möglichkeiten der Einzelphotonenemission. Gemäß unseren DFT-Simulationen weist der VB-Defekt eine größere Einstellbarkeit in Richtung des tiefen Sonnenblindbereichs (UV-C) auf, und die entsprechende Hyperfeinkopplung entarteter Zustände wurde auch mithilfe von GW-BSE-Berechnungen berechnet, die ebenfalls kürzlich geschätzt wurden, wie in Ref. 47, 48.

Die Genauigkeit der Defektniveaus wurde untersucht, indem die einzelnen Niveaus anhand von Ab-initio-CCSD(T)-, EOMCCSD-, CASPT2- und MRCI-Berechnungen kalibriert wurden. Dabei wurden auch die Spin-Bahn- und Hyperfeinkopplung des CBVN-Defekts untersucht, wie in Ref. 49. Aktuelle Erkenntnisse aus GW-Näherungen waren, dass, ähnlich wie bei anderen 2D-Materialien und ihren entsprechenden Defekten, die mit den Defekten verbundenen optischen Übergänge in hBN auch von excitonischen Effekten dominiert werden50. Unter den Defekten weisen nur NBVN-Defekte die höchste Wahrscheinlichkeit auf, ihre Atomstruktur mit photophysikalischen Eigenschaften gemäß GW-BSE-Näherungen zu korrelieren50. Diese umfassenden Berechnungen zeigten die starke Abhängigkeit seiner Strahlungseigenschaften von den kleinen Störungen der Atomstruktur des NBVN-Defekts.

Wir führten die Spannungsinduktionssimulationen erneut durch, indem wir alle DFT-Simulationsparameter auf den gleichen Wert setzten, aber den Spin unpolarisierten Bedingungen zuordneten, und wir erhielten eine möglichst ähnliche Abstimmbarkeit von Quantenemittern mit kleinen Variationen in den Emissionsenergien und ihre abstimmbare Quantenemission wurde gezeigt in Abb. 15.

DFT-berechnete, spinunpolarisierte Quantenemissionsabstimmbarkeit von lumineszierenden Punktdefekten auf externe Spannungsinduktion. Alle Emissionsspektren im linken Bereich sind durch Quantenemissionen in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs abstimmbar, und die Emissionsspektren im rechten Bereich sind in Richtung eines höheren Energiebereichs abstimmbar. (a,b) Abstimmbarkeit des VBO2-Defekts mit ZPL bei 0,91 eV. (c,d) Abstimmbarkeit des NBVN-Defekts mit ZPL bei 1,85 eV. (e,f) Abstimmbarkeit von Bor-Dangling-Bindungen mit ZPL bei 2,4 eV. (g,h) Abstimmbarkeit des CBCN-Defekts mit ZPL bei 3,55 eV. (i,j) Abstimmbarkeit des VBN-Defekts mit ZPL bei 3,46 eV. (k,l) Abstimmbarkeit des VB-Defekts mit ZPL bei 4,67 eV. (m,n) Abstimmbarkeit des VN-Defekts mit ZPL bei 3,29 eV. (o,p) Abstimmbarkeit des CB-Defekts (Bor durch Kohlenstoff ersetzt) ​​mit ZPL bei 3,82 eV. (q,r) Abstimmbarkeit des NALVN-Defekts in AlN (Aluminiumnitrid) mit ZPL bei 1,54 eV. Alle roten Farbpfeile zeigen die ZPL-Energie ohne Belastung an. Alle blauen und grünen Farbpfeile zeigen abgestimmte ZPL-Energien in Richtung niedrigerer Energiebereiche bzw. höherer Energiebereiche an.

In früheren Literaturstellen wurde berichtet, dass durch Kohlenstoff ersetztes Bor (CB-Defekt)51 ebenfalls ein effizienter UV-Quantenemitter ist. Daher haben wir auch die Abstimmbarkeit des CB-Defekts durch äußere Belastung untersucht und wie vorhergesagt, zeigt der CB-Defekt eine größere Abstimmbarkeit in Richtung eines niedrigeren Energiebereichs im Vergleich zu seiner Abstimmbarkeit in Richtung eines höheren Energiebereichs, wie in Abb. 15o, S. gezeigt.

Für CB-Defekte wurde bei unpolarisierten Spinberechnungen im Vergleich zu spinpolarisierten DFT-Berechnungen eine gut isolierte ZPL-Lorentzsche Form (Quantenemissionssignatur) beobachtet. Um die Dehnbarkeitseigenschaft von 2D-Materialien zu untersuchen, haben wir auch positive und negative biaxiale Dehnungsinduktionssimulationen (unter spinunpolarisierten Bedingungen) an NALVN-Defekten52 simuliert, die in 2D-AlN-Material (Aluminiumnitrid) gebildet wurden, und wir haben die Abstimmbarkeit erhalten, wie in Abb . 15q,r, die die hohe Dehnbarkeit von 2D-Materialien bestätigen.

Zusammenfassend bestätigen wir, dass Quantenemitter in geschichtetem hBN potenzielle Kandidaten sind, um die Einzelphotonenemission vom Wellenlängenbereich der Telekommunikation (C-Band) bis zum sonnenblinden (UV-C)-Bereich abzudecken. Die natürlichen hyperbolischen und hohen Dehnbarkeitseigenschaften von 2D-hBN ermöglichen es, eine kontrollierbare externe Spannung hoher Ordnung zu induzieren und die Quantenemissionswellenlänge anzupassen. Durch eingeschränkte DFT-Berechnungen haben wir die Induktion biaxialer und eingeschränkter Normalspannungen (einseitige laterale und einseitige Längsspannungen) auf die Quantenemitter simuliert, die als vielversprechende Einzelphotonenquellen gelten. Insbesondere wurde festgestellt, dass VBO2- und VB-Defekte die Abstimmbarkeit der Quantenemission für die äußere Spannung auf den Wellenlängenbereich von 1589,5 nm bzw. 255 nm aufweisen, was die erfolgreiche Implementierung der Quantenschlüsselverteilung für längere und kurze Entfernungen über optische Fasern stärkt Freiraumkanäle bzw. Die übrigen bedeutenden Quantenemitter (Bor-Dangling-Bonds, CBVN-, CBCN-, VBN- und VN-Defekte) offenbaren die Abstimmbarkeit der Quantenemission vom UV-A- bis zum nahen IR-Bereich, und ein einzelner NBVN-Defekt projiziert die Quantenemissionsabstimmung durch den Kern des sichtbaren Bereichs, was die Abstimmbarkeit erhöht die Implementierung quantenphotonischer Geräte. Die entsprechenden PDOS-Diagramme von nicht gespannten und gespannten lumineszierenden Punktdefekten liefern eine Stütze zur Bestätigung der Quantenemissionsabstimmbarkeit durch externe Spannungsinduktion. Und ungeachtet des Zeitaufwands ist in hohem Maße eine komplexere GW-Berechnungsnäherung aller lumineszierenden Punktdefekte erforderlich, um die Eigenschaften wie die Struktur des angeregten Zustands, Spin-Bahn- und Hyperfeinkopplungen usw. genauer zu charakterisieren. Weitere experimentelle Validierung ist erforderlich, um diese Abstimmbarkeit der Quantenemission praktisch zu bewerten und ihre Einzelphotonenreinheit und die oben genannten Eigenschaften zu überprüfen. Unsere Ergebnisse können den Experimentatoren bei der praktischen Implementierung von Quantenemittern mit angepasster Emissionswellenlänge helfen oder die Emission absoluter UV-C- bis Telekommunikationswellenlängen (C-Band) auf einem einzelnen Wirtsmaterial verbessern, was zur Etablierung robuster QKD-basierter Quanteninformationstechnologien beiträgt.

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

Die ursprüngliche Online-Version dieses Artikels wurde überarbeitet: In der Originalversion dieses Artikels enthielt die Zusatzinformationsdatei nachverfolgte Änderungen, diese wurden nun entfernt.

Kuo, D. et al. Quantenkommunikation im Infrarotbereich basierend auf Einzelelektronentransistoren. Int. J. Quantum Inf. 03(01), 163–172 (2005).

Artikel MATH Google Scholar

Liu, Y., Zhang, L. & Zhang, X. et al. Ein Quantenrepeater im Infrarot-Quantenkommunikationssystem. Im Jahr 2010 3. Internationale Konferenz für Biomedizintechnik und Informatik (2010).

Ramaswami, R. et al. Glasfaserkommunikation: Von der Übertragung bis zur Vernetzung. IEEE-Komm. Mag. 40(5), 138–147 (2002).

Artikel Google Scholar

Pittaluga, M. et al. 600-km-Repeater-ähnliche Quantenkommunikation mit Dualband-Stabilisierung. Nat. Photon. 15(7), 530–535 (2021).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Buttler, W. et al. Praktische Quantenschlüsselverteilung im freien Raum über 1 km. Physik. Rev. Lett. 81(15), 3283–3286 (1998).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Ursin, R. et al. Verschränkungsbasierte Quantenkommunikation über 144 km. Nat. Physik. 3(7), 481–486 (2007).

Artikel CAS Google Scholar

Xu, Z. & Sadler, B. Ultraviolette Kommunikation: Potenzial und Stand der Technik. IEEE-Komm. Mag. 46(5), 67–73 (2008).

Artikel Google Scholar

Bourrellier, R. et al. Helle UV-Einzelphotonenemission an Punktdefekten in h-BN. Nano Lett. 16(7), 4317–4321 (2016).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Xia, F., Wang, H., Xiao, D., Dubey, M. & Ramasubramaniam, A. Zweidimensionale Material-Nanophotonik. Nat. Photon. 8(12), 899–907 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Caldwell, J. et al. Photonik mit hexagonalem Bornitrid. Nat. Rev. Mater. 4(8), 552–567 (2019).

Artikel CAS Google Scholar

Aharonovich, I., Englund, D. & Toth, M. Festkörper-Einzelphotonenemitter. Nat. Photon. 10(10), 631–641 (2016).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Toth, M. & Aharonovich, I. Einzelphotonenquellen in atomar dünnen Materialien. Annu. Rev. Phys. Chem. 70(1), 123–142 (2019).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kianinia, M. et al. Robustes Festkörper-Quantensystem, das bei 800 K arbeitet. ACS Photon. 4(4), 768–773 (2017).

Artikel CAS Google Scholar

Tran, T. et al. Robuste mehrfarbige Einzelphotonenemission aus Punktdefekten in hexagonalem Bornitrid. ACS Nano 10(8), 7331–7338 (2016).

Artikel CAS Google Scholar

Shaik, A. & Palla, P. Optische Quantentechnologien mit Einzelphotonenquellen aus hexagonalem Bornitrid. Wissenschaft. Rep. 11, 1 (2021).

ADS Google Scholar

Tan, Q., Liu, X., Guo, D. & Zhang, J. Ultraviolette bis nahinfrarote Einzelphotonenemitter in hBN. physik.app-ph (2019).

Ma, X., Hartmann, N., Baldwin, J., Doorn, S. & Htoon, H. Einzelphotonenerzeugung bei Raumtemperatur aus einzelnen Dotierstoffen von Kohlenstoffnanoröhren. Nat. Nanotechnologie. 10(8), 671–675 (2015).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Holmes, M., Choi, K., Kako, S., Arita, M. & Arakawa, Y. Durch Raumtemperatur ausgelöste Einzelphotonenemission aus einem III-Nitrid-stellengesteuerten Nanodraht-Quantenpunkt. Nano Lett. 14(2), 982–986 (2014).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Zhou, Y. et al. Raumtemperatur-Festkörper-Quantenemitter im Telekommunikationsbereich. Wissenschaft. Adv. 4, 3 (2018).

Artikel Google Scholar

Roldán, R., Castellanos-Gomez, A., Cappelluti, E. & Guinea, F. Spannungstechnik in halbleitenden zweidimensionalen Kristallen. J. Phys. Kondensiert. Matter 27(31), 313201 (2015).

Artikel ADS Google Scholar

Grosso, G. et al. Abstimmbare und hochreine Einzelphotonenemission bei Raumtemperatur aus atomaren Defekten in hexagonalem Bornitrid. Nat. Komm. 8, 1 (2017).

Artikel CAS Google Scholar

Tawfik, S. et al. First-Principles-Untersuchung der Quantenemission von hBN-Defekten. Nanoscale 9(36), 13575–13582 (2017).

Artikel CAS Google Scholar

Soler, J. et al. Die SIESTA-Methode für die Simulation von Initioordnungsmaterialien. J. Phys. Kondensiert. Materie 14(11), 2745–2779 (2002).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Kresse, G. & Furthmüller, J. Effiziente iterative Schemata für anfängliche Gesamtenergieberechnungen unter Verwendung eines Basissatzes ebener Wellen. Physik. Rev. B 54(16), 11169–11186 (1996).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Mendelson, N., Doherty, M., Toth, M., Aharonovich, I. & Tran, T. Dehnungsinduzierte Modifikation der optischen Eigenschaften von Quantenemittern in hexagonalem Bornitrid. Adv. Mater. 32(21), 1908316 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Androulidakis, C. et al. Graphenflocken unter kontrollierter biaxialer Verformung. Wissenschaft. Rep. 5, 1 (2015).

Artikel Google Scholar

Perdew, J., Burke, K. & Ernzerhof, M. Verallgemeinerte Gradientennäherung leicht gemacht. Physik. Rev. Lett. 77(18), 3865–3868 (1996).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Troullier, N. & Martins, J. Effiziente Pseudopotentiale für ebene Wellenberechnungen. II. Operatoren für schnelle iterative Diagonalisierung. Physik. Rev. B 43(11), 8861–8869 (1991).

Artikel ADS 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. https://doi.org/10.1038/ncomms15815 (2017).

Artikel Google Scholar

Smidstrup, S. et al. QuantumATK: Eine integrierte Plattform elektronischer und atomarer Modellierungswerkzeuge. J. Phys. Kondensiert. Matter 32(1), 015901 (2019).

Artikel ADS Google Scholar

Chen, W. & Pasquarello, A. Genauigkeit von GW zur Berechnung von Defektenergieniveaus in Festkörpern. Physik. Rev. B 96, 2 (2017).

Google Scholar

Refaely-Abramson, S., Qiu, D., Louie, S. & Neaton, J. Defektinduzierte Modifikation tief liegender Exzitonen und Talselektivität in Monoschicht-Übergangsmetalldichalkogeniden. Physik. Rev. Lett. 121, 16 (2018).

Artikel Google Scholar

Berseneva, N., Gulans, A., Krasheninnikov, A. & Nieminen, R. Elektronische Struktur von mit Kohlenstoff dotierten Bornitridschichten aus First-Principles-Berechnungen. Physik. Rev. B 87, 3 (2013).

Artikel Google Scholar

Rinke, P., Janotti, A., Scheffler, M. & Van de Walle, C. Defektbildungsenergien ohne das Bandlückenproblem: Kombination der Dichtefunktionaltheorie und des GW-Ansatzes für das Silizium-Selbstinterstitial. Physik. Rev. Lett. 102, 2 (2009).

Artikel Google Scholar

Hedström, M., Schindlmayr, A., Schwarz, G. & Scheffler, M. Quasiteilchenkorrekturen der elektronischen Eigenschaften von Anionenfehlstellen bei GaAs(110) und InP(110). Physik. Rev. Lett. 97, 22 (2006).

Artikel Google Scholar

Ziegler, T., Krykunov, M. & Cullen, J. Die Implementierung einer selbstkonsistenten eingeschränkten Variationsdichtefunktionaltheorie zur Beschreibung angeregter Zustände. J. Chem. Physik. 136(12), 124107 (2012).

Artikel ADS Google Scholar

Xu, Z. et al. Einzelphotonenemission aus plasmabehandeltem 2D-hexagonalen Bornitrid. Nanoscale 10(17), 7957–7965 (2018).

Artikel CAS Google Scholar

Mendelson, N. et al. Identifizierung von Kohlenstoff als Quelle der sichtbaren Einzelphotonenemission von hexagonalem Bornitrid. Nat. Mater. 20(3), 321–328 (2020).

Artikel ADS Google Scholar

Tran, T., Bray, K., Ford, M., Toth, M. & Aharonovich, I. Quantenemission aus hexagonalen Bornitrid-Monoschichten. Nat. Nanotechnologie. 11(1), 37–41 (2015).

Artikel ADS Google Scholar

Turiansky, M., Alkauskas, A., Bassett, L. & Van de Walle, C. Baumelnde Bindungen in hexagonalem Bornitrid als Einzelphotonenemitter. Physik. Rev. Lett. 123, 12 (2019).

Artikel Google Scholar

Choi, S. et al. Entwicklung und Lokalisierung von Quantenemittern in großen hexagonalen Bornitridschichten. ACS-Appl. Mater. Schnittstellen 8(43), 29642–29648 (2016).

Artikel CAS Google Scholar

Mackoit-Sinkevičienė, M., Maciaszek, M., Van de Walle, C. & Alkauskas, A. Kohlenstoffdimerdefekt als Quelle der 4,1 eV-Lumineszenz in hexagonalem Bornitrid. Appl. Physik. Lette. 115(21), 212101 (2019).

Artikel ADS Google Scholar

Zobelli, A. et al. Defekte Struktur von BN-Nanoröhren: Von einzelnen Leerstellen bis zu Versetzungslinien. Nano Lett. 6(9), 1955–1960 (2006).

Artikel ADS CAS Google Scholar

Jin, C., Lin, F., Suenaga, K. & Iijima, S. Herstellung einer freistehenden Bornitrid-Einzelschicht und ihre Defektzuordnungen. Physik. Rev. Lett. 102, 19 (2009).

Artikel Google Scholar

Kirchhoff, A., Deilmann, T., Krüger, P. & Rohlfing, M. Elektronische und optische Eigenschaften einer hexagonalen Bornitrid-Monoschicht in ihrer ursprünglichen Form und mit Punktdefekten aus ersten Prinzipien. Physik. Rev. B 106, 4 (2022).

Artikel Google Scholar

Attaccalite, C., Bockstedte, M., Marini, A., Rubio, A. & Wirtz, L. Kopplung von Exzitonen und Defektzuständen in Bornitrid-Nanostrukturen. Physik. Rev. B 83, 14 (2011).

Artikel Google Scholar

Chen, Y. & Quek, S. Photophysikalische Eigenschaften von durch Borleerstellen abgeleiteten Defektzentren in hexagonalem Bornitrid. J. Phys. Chem. C 125(39), 21791–21802 (2021).

Artikel CAS Google Scholar

Bertoldo, F., Ali, S., Manti, S. & Thygesen, K. Quantenpunktdefekte in 2D-Materialien – die QPOD-Datenbank. NPJ-Berechnung. Mater. 8, 1 (2021).

Google Scholar

Sajid, A., Reimers, J. & Ford, M. Defektzustände in hexagonalem Bornitrid: Zuweisungen beobachteter Eigenschaften und Vorhersage von Eigenschaften, die für die Quantenberechnung relevant sind. Physik. Rev. B 97, 6 (2018).

Artikel Google Scholar

Gao, S., Chen, H. & Bernardi, M. Strahlungseigenschaften von Quantenemittern in Bornitrid aus Berechnungen angeregter Zustände und Bayes'scher Analyse. NPJ-Berechnung. Mater. 7, 1 (2021).

Artikel Google Scholar

Weston, L., Wickramaratne, D., Mackoit, M., Alkauskas, A. & Van de Walle, C. Native Punktdefekte und Verunreinigungen in hexagonalem Bornitrid. Physik. Rev. B 97, 21 (2018).

Artikel Google Scholar

Xue, Y. et al. Einzelphotonenemission aus Punktdefekten in Aluminiumnitridfilmen. J. Phys. Chem. Lette. 11(7), 2689–2694 (2020).

Artikel CAS Google Scholar

Referenzen herunterladen

Dr. Penchalaiah Palla dankt der Defence Research & Development Organization (DRDO), Neu-Delhi, für die Unterstützung (Forschungsstipendium Nr. ERIP/ER/201703002/M/01/1738). Dr. Palla dankt auch dem Center for Nanotechnology Research (CNR) VIT Vellore für die Bereitstellung fortschrittlicher Computerforschungseinrichtungen.

Abteilung für Mikro- und Nanoelektronik, School of Electronics Engineering, Vellore Institute of Technology, Vellore, Tamil Nadu, 632014, Indien

Akbar Basha Dhu-al Shaik und Penchalaiah Palla

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

Sie können diesen Autor auch in PubMed Google Scholar suchen

PP überwachte die gesamte Manuskriptentwicklung. DSAB und PP, beide Autoren, trugen gleichermaßen zur Entwicklung des Manuskripts bei. Beide Autoren haben das Manuskript rezensiert.

Korrespondenz mit Penchalaiah Palla.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Springer Nature bleibt neutral hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die Originalautor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht gesetzlich zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Shaik, ABDa., Palla, P. Dehnungsabstimmbare Quantenemission aus Atomdefekten in hexagonalem Bornitrid für Telekommunikationsbänder. Sci Rep 12, 21673 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26061-w

Zitat herunterladen

Eingegangen: 20. Februar 2022

Angenommen: 08. Dezember 2022

Veröffentlicht: 15. Dezember 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-26061-w

Jeder, mit dem Sie den folgenden Link teilen, kann diesen Inhalt lesen:

Leider ist für diesen Artikel derzeit kein Link zum Teilen verfügbar.

Bereitgestellt von der Content-Sharing-Initiative Springer Nature SharedIt

Durch das Absenden eines Kommentars erklären Sie sich damit einverstanden, unsere Nutzungsbedingungen und Community-Richtlinien einzuhalten. Wenn Sie etwas als missbräuchlich empfinden oder etwas nicht unseren Bedingungen oder Richtlinien entspricht, kennzeichnen Sie es bitte als unangemessen.