Cadenas de polisilino unidas con berilio conducen a materiales planos de Dirac 2D

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 13182 (2023) Citar este artículo

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El polisilino con unidades repetidas de disilino, un análogo de silicio del poliacetileno, tiene un alto potencial de aplicación a varios dispositivos electrónicos novedosos basados en silicio debido a las propiedades únicas de las unidades Si=Si con una brecha de energía HOMO-LUMO más pequeña que la de C=C. unidades. Sin embargo, aún no se ha sintetizado la polisilina unidimensional (1D). Aquí proponemos un material bidimensional (2D) plano y estable al aire con un espesor de un átomo que consiste en polisilino totalmente trans 1D con puente de berilio, basado en los cálculos de los primeros principios. La estructura plana del polisilino 1D, que es esencial para la estabilidad en el aire de los sistemas conjugados de electrones π de silicio, se logra incrustando polisilino en una lámina plana. Se descubrió que el cristal 2D optimizado en la celda unitaria del rombo con la simetría del grupo D2h es un semimetal de Dirac a base de silicio con dispersión lineal en la energía de Fermi y alberga fermiones de Dirac anisotrópicos.

Las nanoestructuras unidimensionales (1D) en materiales bidimensionales (2D) proporcionan una plataforma única para investigar las propiedades características 1D bajo una configuración de escala atómica bien definida1,2,3. Estos nuevos materiales resolverían una dificultad experimental de larga data compartida por muchos polímeros 1D: difícilmente se fabrican en forma cristalina para producir una difracción de rayos X nítida. El polisilino con unidades repetidas de disilino (HSi≡SiH) es un análogo de silicio del poliacetileno con unidades de acetileno (HC≡CH). Desde el descubrimiento de la alta conductividad eléctrica en el poliacetileno dopado4, se ha centrado gran atención en sus nuevas propiedades como el polímero conjugado 1D más simple5,6,7,8,9. Por otro lado, su análogo de silicio, polisilino 1D, aún no se ha sintetizado, aunque tiene un alto potencial de aplicación a varios dispositivos electrónicos novedosos basados en silicio debido a las propiedades únicas de las unidades Si=Si con un HOMO-LUMO más pequeño. brecha energética que la de las unidades C=C.

Es bien sabido que la estructura plana es esencial para la conjugación π y la hibridación sp2 en los sistemas de carbono conjugados con electrones π, como el poliacetileno 1D, el grafeno 2D y sus componentes básicos (etileno y benceno). Sin embargo, el sistema conjugado de silicio π-electrón difiere marcadamente de su contraparte de carbono en la estructura y estabilidad, a pesar de que ocurre una hibridación similar en ambos sistemas (Refs.10,11,12,13,14 y referencias citadas allí). A diferencia del grafeno plano y altamente estable, el siliceno, un equivalente de silicio del grafeno, es relativamente pegajoso e inestable en el aire debido a su estructura arrugada o arrugada15. Los bloques de construcción de polisilino (disileno (RSi = SiR)16 y tetrasilabuta-1,3-dieno17,18) se han sintetizado con éxito empleando el sustituyente voluminoso para un aislamiento estable, pero no exhiben una estructura plana, lo que sugiere que una extensión simple con estos bloques de construcción no se obtendría polisilino 1D plano (Fig. 1). Por otro lado, al utilizar la donación de electrones en el sistema de electrones π de silicio en lugar de sustituyentes voluminosos, nuestros cálculos del primer principio obtuvieron disilina lineal y cadenas y hexágonos planos de polisilicio19,20,21. Experimentalmente, se informó que el disilenillitio (un análogo de silicio del vinillitio), donde los átomos de litio actúan como un fuerte donador de electrones22, tiene un ángulo de torsión reducido entre dos planos Si-Si-Si, aunque todavía no es perfectamente plano. Basándonos en estos estudios sobre los sistemas conjugados de electrones π de silicio donados, hemos logrado diseñar un bloque de construcción plano para siliceno plano23. Además, hemos diseñado una nanocinta de siliceno en zigzag de 2 cadenas planas en una hoja plana 2D, donde las nanocintas de siliceno están unidas con un átomo de berilio (Fig. 1) 24. Estos hallazgos nos han motivado a diseñar polisilino 1D totalmente trans en una hoja 2D con una configuración plana, porque el polisilino 1D totalmente trans forma un borde de nanocinta de siliceno en zigzag (Fig. 1).

Nanocinta plana de polisilino totalmente trans y siliceno en zigzag de dos cadenas (Ref.24). Las cadenas de silicio se indican con permisos. A la derecha se muestra polisilino totalmente trans no plano para comparación. Las imágenes se crearon utilizando BIOVIA Materials Studio 2018 (https://www.3ds.com/ja/products-services/biovia/products/molecular-modeling-simulation/biovia-materials-studio/) y GaussView 6.0.16, Semichem, Inc. (https://www.hulinks.co.jp/software/chem/gaussview/section02).

En este artículo, informamos el diseño de polisilino 1D totalmente trans con una configuración plana incrustada en una hoja 2D y sus propiedades electrónicas únicas. Las cadenas de polisilino 1D están conectadas con átomos de berilio para formar una lámina 2D, como en las nanocintas de siliceno incrustadas en una lámina 2D24. Descubrimos que el polisilino diseñado es un semimetal de Dirac a base de silicio25,26,27,28 con dispersión lineal en la energía de Fermi y alberga fermiones de Dirac anisotrópicos. A diferencia del grafeno y muchos otros compuestos 2D con un cono de Dirac isotrópico, la polisilina diseñada posee un cono de Dirac anisotrópico para inducir la movilidad anisotrópica del portador, útil para la realización de dispositivos cuánticos dependientes de la dirección.

Buscamos un cristal 2D plano que contenga polisilino totalmente trans 1D entre varios materiales candidatos con seis elementos puente de electrones pares diferentes, desde berilio hasta azufre, en la segunda y tercera filas de la tabla periódica, y finalmente llegamos a dos cristales 2D diferentes que constan de diferentes Polisilinos totalmente trans 1D con puente de berilio, 1a de alta simetría y 1b de baja simetría (Fig. 2). Las dispersiones de fonones a lo largo de la zona de Brillouin (BZ) confirman que 1a es dinámicamente estable debido a la ausencia de frecuencias imaginarias, mientras que 1b es dinámicamente inestable debido a la existencia de frecuencias imaginarias entre los puntos Γ y Z (Fig. 3). Dado que la magnitud del valor imaginario en 1b, que se muestra como una frecuencia negativa en la Fig. 3b, es relativamente pequeña, verificamos cuidadosamente la calidad del conjunto de vectores q para los cálculos de dispersión de fonones con un corte de energía cinética bajo (440 eV). El espaciado de la cuadrícula del vector q para la interpolación en los cálculos de dispersión de fonones con la teoría de la perturbación funcional de la densidad se especifica mediante el parámetro de separación del punto q, que representa la distancia promedio entre los puntos q de la malla Monkhorst-Pack utilizados en la matriz dinámica del espacio real. cálculos. El parámetro de separación menor corresponde a la malla más densa, dando un resultado más preciso a expensas de los tiempos de cálculo. Un espaciado de rejilla de vector q más pequeño que el utilizado en la Fig. 3b (2π × 0,02 Å–1) proporcionó un perfil de dispersión de fonones similar cerca del punto Γ al del mismo espaciado de rejilla de vector q que en la Fig. 3b (2π × 0,03 Å–1), y ambos dieron frecuencias imaginarias entre los puntos Γ y Z. Encontrar la transición de fase utilizando el modo de frecuencia imaginaria ayuda a explorar más a fondo la estructura estable de 1b29. Sin embargo, el modo de frecuencia imaginaria en 1b es una traslación acústica de todo el cristal y, por lo tanto, no se espera que induzca una transición de fase a una estructura estable. En cambio, verificamos un requisito previo para un compuesto viable mediante la realización de simulaciones de dinámica molecular ab-initio (AIMD) a diferentes temperaturas (hasta 1300 K). En la Fig. 4 se muestran varias instantáneas de los cálculos AIMD. Como se ve en la Fig. 4, se encontró que tanto 1a como 1b son estables durante el tiempo de simulación hasta 8 ps a 700 K. Sin embargo, a 1000 K, el Si– La escisión del enlace Si ocurre antes de 1 ps en 1b, mientras que el enlace Si-Si en 1a es estable en 1 ps, pero comienza a escindirse después de 1,5 ps. 1a es más estable térmicamente que 1b y no se observa ninguna transición de fase de 1a a 1b en ninguna etapa. El área de la celda 2D por átomo de 1b es un 9,8% más pequeña que la de 1a, y la estructura 2D de 1b se dobla y arruga al calentarse para provocar la ruptura del enlace Si-Si. Además, 1a satisface los criterios de Born-Huang para la estabilidad mecánica de materiales 2D: los componentes del tensor del módulo elástico C11, C22 y C66 deben ser positivos, y |C11 + C22| >|2C12|. Las constantes elásticas 2D para la celda unitaria rectangular convencional de 1a (Fig. 2a) se calculan como C11 = 45 N m–1, C22 = 78 N m–1, C12 = 21 N m–1 y C66 = 1 N. m–1 con ajuste de mínimos cuadrados de la curva de tensión lineal versus deformación en las constantes elásticas elegidas en la celda unitaria deformada30, donde los tensores de tensión se calculan utilizando los cálculos del primer principio.

Estructuras cristalinas 2D optimizadas de cadenas de polisilino 1D totalmente trans con puente Be, 1a (a) y 1b (b). Las cadenas de polisilino se indican mediante rectángulos sólidos de color rojo. Los átomos de silicio y berilio se muestran en color dorado y verde, respectivamente. Las líneas discontinuas rojas indican las celdas unitarias primitivas y convencionales del cristal 2D. El círculo rojo indica la unidad de Si que se repite en las cadenas 1D. Las coordenadas atómicas están bajo la simetría de grupo de D2h (1a) y C2h (1b), respectivamente. Se estableció una separación de vacío de 45 Å perpendicular a la lámina. Las imágenes se crearon con BIOVIA Materials Studio 2018 (https://www.3ds.com/ja/products-services/biovia/products/molecular-modeling-simulation/biovia-materials-studio/).

Curvas de dispersión de fonones y BZ de cadenas de polisilino totalmente trans 1D con puentes de Be, 1a (a) y 1b (b). Los vectores reticulares en el espacio recíproco 2D para 1a y 1b están representados por (a*, b*) y (a*, c*), respectivamente.

Instantáneas de cálculos AIMD (vistas superior y lateral de hojas 2D). (a) Supercélula 5 × 2 × 1 de 1a celda convencional a 8,0 ps a 700 K y a 1,2 ps a 1000 K. (b) Supercélula 4 × 1 × 3 de 1b a 8,0 ps a 700 K y a 0,8 ps a 1000 K. Las imágenes se crearon con BIOVIA Materials Studio 2018 (https://www.3ds.com/ja/products-services/biovia/products/molecular-modeling-simulation/biovia-materials-studio/).

La celda unitaria del rombo primitivo de 1a con el grupo simétrico de D2h contiene un átomo de berilio y dos átomos de silicio (Fig. 2a). La diagonal corta de la celda unitaria del rombo es paralela a la cadena de polisilino 1D. Dos silicios planos trigonales combinados por dos átomos de berilio construyen una red en forma de panal distorsionada que recuerda a la del grafeno. Cada silicio plano trigonal está conectado a dos átomos de silicio con una longitud de enlace de 2,26 Å, que es casi la misma que la del enlace simple/doble (2,25 Å en el hexasilabenceno23 aromático molecular terminado en BeH y 2,26 Å en el borde en zigzag en Be- nanocinta de siliceno en zigzag con puente24). El ángulo del enlace Si-Si-Si es de 115,7°, como se esperaba para el tipo de átomo sp2. Se observa que 1a no muestra alternancia de enlaces a lo largo de la cadena principal de silicio, lo que sugiere que los electrones π están completamente deslocalizados sobre la cadena 1D (Fig. 5a).

Comparación de cadenas de polisilino, 1a (a) y 1b (b), con dos oligómeros aniónicos, 2a y 2b en la Ref.20, respectivamente. a (SiSiSi) indica el ángulo de enlace Si-Si-Si de los oligómeros.

Obtuvimos otro cristal 1b reduciendo la simetría del grupo a C2h (Fig. 2b). La celda unitaria oblicua con el grupo simétrico de C2h contiene dos átomos de berilio y cuatro átomos de silicio. El 1b es más estable en 0,1 eV átomo-1 que el 1a. Dos de las cuatro longitudes de enlace Si-Si optimizadas toman 2,28 Å, mientras que las otras dos son 2,25 Å y 2,30 Å, respectivamente. Cabe señalar que la longitud del enlace Si-Si de 2,30 Å es definitivamente más larga que la de los otros tres (2,25 y 2,28 Å), lo que sugiere un carácter de enlace simple como se muestra en la figura 5b. Dos de los cuatro ángulos de enlace optimizados Si-Si-Si toman un valor cercano a 120°. Los otros dos ángulos de enlace son de casi 90°, lo que sugiere la existencia de pares de electrones solitarios en los átomos de silicio centrales20 (Fig. 5b).

Los polisilinos, 1a y 1b, son polímeros infinitos de oligómeros aniónicos 2a y 2b20, respectivamente (Fig. 5). Las unidades de 2a y 2b constan de dos y cuatro átomos de silicio, respectivamente. La alternancia de enlaces en el oligómero 2a se reduce en el polímero infinito 1a y da una longitud de enlace Si-Si casi igual, mientras que la estructura básica en la unidad del oligómero 2b se conserva incluso en el polímero infinito 1b con dos Si-Si romos y dos relativamente afilados. –Ángulos de enlace Si con un enlace simple y tres dobles Si-Si.

Las posibles aplicaciones de los materiales 2D están relacionadas con sus propiedades electrónicas únicas. En la ciencia de los materiales, la termodinámica no es sólo el criterio que garantiza la existencia de un material determinado, sino que la cinética también es un factor clave importante. Por lo tanto, investigamos las propiedades electrónicas de 1a dinámicamente estable (Fig. 6). No encontramos ninguna diferencia esencial en la estructura de banda bruta entre los cálculos con polarización de espín y no polarizados, lo que sugiere que 1a no es magnético. La estructura de bandas electrónicas y la densidad de estados proyectada (DOS) muestran que 1a es un semimetal de Dirac con dispersión lineal en las proximidades de la energía de Fermi (Fig. 6), de manera similar al grafeno. Pero, a diferencia del grafeno, el punto de Dirac no está ubicado en la esquina (punto de alta simetría) de la BZ, sino ligeramente alejado de ella a lo largo de la línea Γ-X′, como se muestra en el recuadro de la Fig. 6. Esto se debe a la menor simetría de la red 1a en comparación con el grafeno. La dirección de la línea Γ –X′ en el espacio recíproco corresponde a la dirección paralela a la cadena 1D en el espacio real (es decir, paralela a la diagonal corta de la celda unitaria del rombo, ver Fig. 6). Dos bandas que se cruzan en la energía de Fermi se asignan a las bandas π y π* con los caracteres orbitales fuera del plano 3pSi y 2pBe, respectivamente. El cruce de bandas de π y π* ocurre porque las dos bandas cruzadas pertenecen a diferentes representaciones irreducibles del grupo de simetría cristalina, unidimensionales Δ1 y Δ2, respectivamente, como se distingue por la simetría C2v alrededor de la línea Γ – X ′. Se espera que se abra una banda prohibida considerable debido al acoplamiento espín-órbita (SOC) suficientemente fuerte en el silicio24, pero no se observa ninguna brecha notable inducida por el SOC en 1a. Esto probablemente se deba a la naturaleza líquida de Tomonaga-Luttinger31,32,33 de la cadena de polisilino totalmente unidimensional rica en electrones en la que los electrones se transfieren desde los átomos de berilio puente19,23. Una diferencia notable en la estructura de la banda en comparación con el siliceno pandeado34,35 es que la mezcla σ-π, que provoca una apertura de la banda prohibida en el punto de cruce de las bandas σ y π, no ocurre en 1a debido a la estructura plana. , como en el grafeno. También se observa aquí que la brecha de energía en el punto Γ es aproximadamente 2 veces menor que la del grafeno. Esto probablemente se deba a la menor brecha HOMO-LUMO de la unidad Si=Si que la de C=C.

Estructura de banda electrónica a lo largo de líneas de alta simetría (izquierda), la densidad proyectada de estados (centro) y la zona de Brillouin (BZ) (derecha), para la cadena de polisilino 1a con puente Be. La energía cero corresponde al nivel de Fermi. En la estructura de la banda se insertan isosuperficies para los orbitales moleculares en la celda unitaria que contribuyen a la parte roja de la dispersión de la banda electrónica. El recuadro muestra la ampliación de la estructura de la banda cerca del punto X′ a lo largo de la línea Γ-X′. Una superficie de equienergía a − 0,286 eV, donde se ubica una singularidad de Van Hove, se superpone en el BZ (líneas continuas de color naranja) con el vector de anidación que conecta dos partes paralelas (flecha de color naranja oscuro). Los vectores reticulares en 2D BZ están representados por (a*, b*). La celda unitaria de rombo del cristal 2D del espacio real está superpuesta en el punto Γ en el BZ (línea continua negra).

La Figura 7 muestra la estructura de la banda electrónica que pasa por el punto de Dirac en dirección paralela y perpendicular a la cadena 1D. A partir del comportamiento de las bandas de electrones y huecos se reconoce que el cono de Dirac se clasifica en el tipo I anisotrópico inclinado con dispersiones lineales en todas las k direcciones, junto con una superficie de Fermi puntual. La anisotropía del cono de Dirac se atribuye a la naturaleza 1D de las cadenas de silicio en zigzag con puentes de berilio de 1a. La ausencia de la esperada línea nodal 1D de Dirac3 se debe a la mezcla del orbital 2p de berilio con el orbital 3p de silicio. El cono de Dirac está inclinado en la dirección Γ – X ′ (dirección paralela). La velocidad de Fermi, definida como v(k) = (1/ℏ)[∂E(k)/∂k], en la dirección desde el punto Dirac al punto Γ se estima en v∕∕ = 0,5 × 106 ms –1, mientras que hasta el punto X′ es 0,7 × 106 ms–1. Son 2 y 1,5 veces más pequeños que el del grafeno36,37, respectivamente. La velocidad de Fermi perpendicular a la cadena 1D es mucho menor (v⊥ = 0,3 × 106 ms–1). La aparición de una dispersión anisotrópica inclinada de Dirac se ha predicho en alótropos de tipo quinoide38, grafeno hidrogenado39 y boro40,41, y se ha evidenciado en un semiconductor orgánico α-(BEDT-TTF)2I338,42,43 y una red Bi cuadrada de SrMnBi244. Los materiales que poseen este tipo de dispersiones exhiben propiedades de transporte anisotrópico útiles para el filtrado de valles en uniones pn45 y la generación de fotocorriente46.

Estructura de banda electrónica que pasa por el punto de Dirac (círculo rojo abierto) en la dirección paralela (//) y perpendicular (⊥) a la cadena 1D (líneas rojas continuas en el BZ) para el polisilino 1a con puente Be. La energía cero de la estructura de bandas corresponde al nivel de Fermi. En BZ, a* indica el vector reticular en el espacio recíproco. La celda unitaria de rombo del cristal 2D del espacio real se superpone a la BZ (línea continua negra), junto con dos átomos de silicio (bola dorada) y uno de berilio (bola verde) en la celda unitaria.

A continuación, discutimos la diferencia en la estructura de bandas entre el polisilino 1a con puente Be y el grafeno en relación con la singularidad de Van Hove. Se sabe que el DOS en materiales 2D es logarítmicamente divergente en un punto de silla (punto S en la Fig. 6) donde se ubica la singularidad de Van Hove47,48. Con dopaje de carga pequeña (hueco), la superficie de Fermi con un cono de Dirac anisotrópico se vuelve elíptica con la dispersión dada por E(k) = ℏ(v∕∕2k∕∕2 + v⊥2k⊥2)1/2 para el paralelo y componentes perpendiculares del vector k (k∕∕ y k⊥, respectivamente). Con un dopaje alto para alcanzar la singularidad de Van Hove ubicada en − 0,286 eV en 1a no dopado, la superficie de Fermi ya no es elíptica, sino que tiene líneas paralelas que son perpendiculares a la línea Γ –X′ y se extienden hasta el punto S (Fig. .6). En este caso, la superficie de Fermi está perfectamente anidada por el vector de onda que conecta estas dos partes paralelas de la superficie de Fermi (flecha naranja oscura en la Fig. 6). La diferencia más notable en la estructura de bandas entre el polisilino 1a con puente Be y el grafeno es que la singularidad de Van Hove se encuentra mucho más cerca de la energía de Fermi en 1a que en el grafeno: el intervalo de energía es de 0,3 eV en 1a, mientras que en el grafeno es de 2. eV. Esto se debe a la menor brecha de energía en el punto Γ en 1a que en el grafeno. Recientemente se informó que el cambio del nivel de Fermi de 0,5 eV en el grafeno se logra mediante dopaje químico49, lo que sugiere que el cambio del nivel de Fermi de 0,3 eV mediante dopaje químico en 1a es bastante posible. También se señala aquí que el tetranitruro de berilio en capas (BeN4) se sintetizó con éxito mediante la técnica de yunque de diamante calentado con láser2, lo que sugiere que el mismo método o similar es aplicable para sintetizar polisilino 1D totalmente trans con puente de berilio.

El módulo de Young en el plano E(θ) y la relación de Poisson ν(θ) a lo largo de una dirección arbitraria θ (θ es el ángulo relativo a la dirección positiva de la cadena de polisilino 1D) se expresan como50,51,52

donde c = cos θ y s = sen θ. Los E(θ) y ν(θ) calculados para 1a se representan en los diagramas polares de la Fig. 8. Los diagramas muestran que tanto el módulo de Young como la relación de Poisson son anisotrópicos. Los módulos de Young paralelos y perpendiculares a la cadena de polisilino 1D, E(0°) = (C11C22 − C122)/C22 y E(90°) = (C11C22 − C122)/C11, se calculan en 39 N m–1 y 68 N m–1, respectivamente. Estos valores son cercanos a los del siliceno (62 N m–1)53 y mucho más pequeños que los del grafeno (335 N m–1)54. El pequeño módulo de Young en el plano indica que 1a es muy flexible en comparación con el grafeno. El módulo de Young E (90 °) es ligeramente mayor que E (0 °), lo que indica la unión más fuerte perpendicular a la cadena de polisilicio 1D en la lámina monocapa plana 1a, lo que puede contribuir a la estabilización de la conformación plana de 2D a base de silicio. hojas.

Diagramas polares para el módulo de Young en el plano (a) y (b) relación de Poisson de 1a.

La transferencia de calor en el material 2D diverge a medida que aumenta la distancia55, y la conductividad térmica disminuye al aumentar la temperatura55. La conductividad térmica mínima kmin a alta temperatura es una propiedad importante para aplicaciones de materiales 2D. Según el modelo de Clarke56, la conductividad térmica mínima se calcula como:

donde E es el módulo de Young, ρ es la densidad de la estructura cristalina, kB es la constante de Boltzmann, Ma = [M/(n × Na)] es la masa promedio de los átomos en la red, M es la masa molar, n es el número de átomos y Na es la constante de Avogadro. Comparamos la conductividad térmica mínima de 1a (kmin,1a) con la del grafeno (kmin,graphene). Nuestros cálculos estiman que el módulo de Young del grafeno es de 337 N m–1, lo que coincide excelentemente con el módulo de Young del grafeno obtenido experimentalmente (335 N m–1)54. Se estima que las relaciones mínimas de conductividad térmica (kmin, 1a) / (kmin, grafeno) son 0,22 y 0,28 para las direcciones paralelas y perpendiculares a la cadena 1D, respectivamente. Por lo tanto, también se espera que 1a sea una buena lámina de disipación de calor 2D tan buena como el grafeno. La dependencia direccional de kmin estaría relacionada con la fuerza del enlace, es decir, el enlace paralelo Si-Si versus el enlace perpendicular Si-Be.

Hemos propuesto materiales Dirac 2D a base de silicio con una configuración plana que consta de polisilino totalmente trans 1D mediante cálculos de primeros principios. Uno de los dos cristales 2D optimizados (1a) con la celda unitaria de rombo primitivo con la simetría de grupo de D2h no muestra alternancia de enlaces a lo largo de la columna vertebral de silicio, lo que sugiere que los electrones π están completamente deslocalizados sobre la cadena 1D. Otro cristal (1b) se obtiene reduciendo la simetría del grupo a C2h en la celda unitaria oblicua. El cristal 1b es 0,1 eV átomo-1 más estable que el de 1a, pero 1b es dinámicamente inestable. El cálculo de la estructura de bandas ha revelado que el 1a de simetría superior es un semimetal de Dirac con dispersión lineal en las proximidades de la energía de Fermi y alberga fermiones de Dirac anisotrópicos. La velocidad de Fermi en la dirección paralela a la cadena 1D se estima a partir del cono de Dirac anisotrópico inclinado en v∕∕ = 0,5 × 106 y 0,7 × 106 ms−1, que es 2 y 1,5 veces más pequeña que la del grafeno. Descubrimos que la polisilina 1a con puente de berilio 2D es un material Dirac estable al aire a base de silicio, que tiene un alto potencial para su aplicación a varios dispositivos electrónicos novedosos basados en silicio. El polisilino 1a con puente de berilio 2D se considera un material 2D prometedor con una movilidad de portador ultraalta paralela a la cadena de polisilino. La conductividad térmica mínima perpendicular a la cadena de polisilino es el 30% de la del grafeno, lo que indica un alto potencial para una buena lámina de disipación de calor 2D.

Realizamos cálculos estructurales y electrónicos en el marco de la teoría funcional de la densidad (DFT), tal como se implementa en el código CASTEP (ver. 2018 y 2019)57. El cálculo de la energía total se basó en el método DFT de onda plana dentro de una aproximación de gradiente generalizado. Se utilizó la función de correlación de intercambio Perdew-Burke-Ernzerhof58 tal como se implementó en el código CASTEP. Se utilizaron pseudopotenciales conservadores de normas para describir las interacciones electrón-ion. Se utilizó un pseudopotencial totalmente relativista que conserva la norma para examinar los efectos del acoplamiento espín-órbita. Describimos la estructura geométrica bajo las condiciones de contorno periódicas, adoptando una celda unitaria de rombo primitivo para 1a y una celda oblicua para 1b. Para evitar interacciones espurias entre las réplicas repetidas periódicamente, establecemos una región de vacío de 45 Å de espesor entre las láminas. La función de onda del electrón de valencia se amplió en términos de la base de onda plana establecida en un límite de energía cinética de 1200 eV, a menos que se indique lo contrario. La minimización electrónica convergió a menos de 10–10 eV átomo-1 utilizando un esquema de gradiente conjugado (la fuerza sobre cada átomo se redujo a menos de 10-5 eV Å-1). La integración BZ se realizó con el método Monkhorst-Pack utilizando una malla de puntos k con intervalos menores a 2π × 0.01 Å-1. La energía total del sistema convergió a más de 0,1 meV átomo-1 para el muestreo de puntos k (inferior a una precisión químicamente suficiente de 0,01 kcal mol-1 (~ 5 K), es decir, 0,4 meV átomo-1). Las geometrías se optimizaron completamente tanto para los parámetros de la celda como para las coordenadas atómicas bajo las limitaciones de la simetría de grupo de D2h para 1a y C2h para 1b. El cálculo de la dispersión de fonones se realizó utilizando la teoría de la respuesta lineal (o teoría de la perturbación funcional de la densidad)59. El criterio de convergencia para las constantes de fuerza durante el cálculo de un fonón se establece en 10-5 eV Å-2, y los parámetros de separación del punto q se establecen en 2π × 0,04 Å-1 para 1a y 2π × 0,03 Å-1 para 1b, respectivamente. Las simulaciones AIMD en el conjunto NVT se llevaron a cabo durante 8 ps con un paso de tiempo de 1,0 fs para evaluar la estabilidad térmica. La temperatura se controló mediante el método Nosé-Hoover60. Para la estimación de los coeficientes elásticos, se utilizó el funcional PBEsol (un funcional PBE revisado para sólidos)61, diseñado para refinar el PBE para las propiedades de equilibrio de los sólidos a granel y sus superficies, tal como se implementa en el código CASTEP.

Los datos que respaldan los hallazgos de este trabajo están disponibles en este documento.

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El autor agradece al Centro de Ciencia de Materiales Computacionales de IMR, Universidad de Tohoku. Este trabajo fue apoyado por el Programa de Investigación Colaborativa del Instituto de Investigación Química de la Universidad de Kyoto (Subvenciones Nos. 2021-128 y 2022-136).

Departamento de Física, Escuela de Graduados en Ciencias, Universidad de Tohoku, Sendai, 980-8578, Japón

Masae Takahashi

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MT realizó todos los cálculos DFT y preparó el manuscrito.

Correspondencia a Masae Takahashi.

El autor no declara intereses en competencia.

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Takahashi, M. Las cadenas de polisilino unidas con berilio conducen a materiales planos de Dirac 2D. Representante científico 13, 13182 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-40481-2

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Recibido: 08 de febrero de 2023

Aceptado: 10 de agosto de 2023

Publicado: 14 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-40481-2

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