In Richtung n

Nature Communications Band 13, Artikelnummer: 3109 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Asymmetrische Transporteigenschaften bei der n- und p-Leitfähigkeit sind seit langem ein grundlegendes Problem bei Halbleitern mit großer Bandlücke. Mit hexagonalem Bornitrid (h-BN) kann eine p-Leitfähigkeit erreicht werden, die n-Leitfähigkeit bleibt jedoch immer noch nicht verfügbar. Hier demonstrieren wir ein Konzept der Orbitalsplit-induzierten Niveautechnik durch Opferverunreinigungskopplung und die Realisierung eines effizienten n-Typ-Transports in einer 2D-h-BN-Monoschicht. Wir stellen fest, dass das O 2pz-Orbital sowohl symmetrisch als auch energetisch mit dem Ge 4pz-Orbital übereinstimmt, was eine starke Kopplung verspricht. Die Einführung von O-zu-Ge-Donoren nebeneinander kann die Donorebene effektiv anheben, indem eine weitere tiefe Opferebene gebildet wird. Wir entdecken, dass ein Ge-O2-Trimer das extrem flache Donorniveau und die sehr niedrige Ionisierungsenergie mit sich bringt. Durch die chemische Niederdruckdampfabscheidungsmethode erhalten wir die In-situ-Ge-O-Dotierung in der h-BN-Monoschicht und erreichen erfolgreich sowohl die n-Typ-Leitung durch die Ebene (~ 100 nA) als auch in der Ebene (~ 20 nA). Wir stellen einen vertikal gestapelten n-hBN/p-GaN-Heteroübergang her und zeigen ausgeprägte Gleichrichtungseigenschaften. Die Opferverunreinigungskopplungsmethode bietet einen äußerst praktikablen Weg zur Überwindung der n-Typ-Beschränkung von h-BN und ebnet den Weg für zukünftige optoelektronische 2D-Geräte.

Als neuartiger Halbleiter mit ultrabreiter Bandlücke hat hexagonales Bornitrid (h-BN) eine zweidimensionale (2D) geschichtete Wabenstruktur und erregte enorme Aufmerksamkeit1. Aufgrund seiner außergewöhnlichen physikalischen Eigenschaften wie niedriger Dielektrizitätskonstante, hoher chemischer Stabilität, Wärmeleitfähigkeit, elektrischem Widerstand und mechanischer Festigkeit findet h-BN breite Anwendung in elektronischen 2D-Geräten als Gate-Dielektrikumsschicht oder schützender Kapseler2,3,4. 5. Darüber hinaus weist h-BN als funktioneller Halbleiter selbst hervorragende optische Eigenschaften auf. Die ultrabreite Bandlücke (~6,5 eV) von h-BN verspricht seine wichtige Rolle in der Optoelektronik im tiefen Ultraviolett (DUV)6,7. Aufgrund der 2D-Einschlussfunktion beträgt die Exzitonenbindungsenergie von h-BN bis zu 740 meV, was einen großen Vorteil für die Strahlungsemission darstellt8,9,10,11. Im Jahr 2004 wurde bereits über eine Raumtemperatur-Laserstrahlung bei 215 nm für h-BN mittels beschleunigter Elektronenanregung berichtet12 und im Jahr 2009 wurde ein 225-nm-Planemissionsgerät hergestellt, das mit einer Feldemissions-Elektronenanregungsquelle ausgestattet ist13. Diese Arbeit zeigte deutlich das große Potenzial von h-BN bei der Entwicklung neuartiger optoelektronischer DUV-Geräte. Allerdings ist der wichtigste pn-Übergang für hocheffiziente Bauelemente für h-BN immer noch nicht verfügbar, hauptsächlich aufgrund des Fehlens einer leitenden Schicht vom n-Typ.

Bipolar leitende Halbleiter (p-Typ- und n-Typ-Schichten) stellen die wichtigsten Bausteine für den Aufbau elektronischer und optoelektronischer Geräte wie pn-Übergangsdioden, bipolare Transistoren, Detektoren, Leuchtdioden und Laserdioden dar14. Allerdings leiden Halbleiter mit großer Bandlücke, z. B. ZnO, AlGaN, Ga2O3, Diamant und h-BN, unter einem ernsthaften asymmetrischen Problem bei den n- und p-Typ-Ladungsträgerkonzentrationen und ihren Transporteigenschaften15,16,17,18. Dies ist im Wesentlichen auf das relativ niedrige Valenzbandmaximum (VBM) bzw. hohes Leitungsbandminimum (CBM) zurückzuführen. Folglich neigen Verunreinigungen dazu, tiefe Ebenen in der Mitte der Bandlücke zu bilden und sich als tiefe Akzeptoren oder Donoren zu verhalten (Abb. S1a–c)19,20. Das h-BN vom p-Typ wurde entweder durch Mg-Dotierung11,21,22 oder durch die Erzeugung von Bor-Leerstellen23 erreicht. Es wurde festgestellt, dass die VBM von h-BN um 0,67 eV relativ höher zu sein scheint als die von AlN, was zu einem flachen Akzeptorniveau führt24,25. Mit anderen Worten: Zusammen mit der ultrabreiten Bandlücke könnte die Position von CBM in h-BN gleichzeitig extrem hoch sein (Abb. S2). Es wurde berichtet, dass übliche Donorverunreinigungen, einschließlich C, Si, O usw., gegen eine effiziente Ionisierung nur sehr tiefe Niveaus bilden können (>0,6 eV)26,27,28,29. Folglich lässt sich die Schwierigkeit der n-Typ-Dotierung mit herkömmlichen Verfahren nur noch schwer überwinden. Eine aktuelle und zuverlässige Realisierung einer effektiven n-Typ-Leitfähigkeit in h-BN muss noch erreicht werden.

In dieser Arbeit haben wir eine Methode zur durch Orbitalspaltung induzierten Niveausteuerung durch Opferverunreinigungskopplung vorgeschlagen und eine effektive n-Typ-Leitung in monoschichtigem h-BN erreicht. Mithilfe von Ab-initio-Rechnungen wurde die starke Orbitalkopplung zwischen dem Donor-Fremdatom und verschiedenen koordinierenden Opferatomen untersucht. In pz-Orbitalen von Ge und O wurde eine Symmetrie- und Energieanpassung beobachtet. Es wurde eine Energieniveausteuerung durchgeführt, um das Ge-Donorniveau nahe an das Leitungsband zu schieben. Mithilfe eines Niederdruck-chemischen Gasphasenabscheidungssystems (LPCVD) wurde Germaniumdioxid (GeO2) als Verunreinigungsvorläufer für die In-situ-Ge-O-Dotierung in der h-BN-Monoschicht verwendet. Als Ergebnis konnte erstmals die effiziente n-Leitfähigkeit einer h-BN-Monoschicht erfolgreich erzielt und mit gleichzeitigen leitenden Strömen vom n-Typ durch die Ebene und in der Ebene bestätigt werden. Es wurde eine Diodenstruktur mit einem vertikal gestapelten n-hBN/p-GaN-Übergang hergestellt, die ein hervorragendes Gleichrichtungsverhalten zeigt.

Durch Dotierung in das h-BN-Monoschichtsystem wurden systematische First-Principles-Berechnungen potenzieller Donorverunreinigungen, einschließlich C, Si, Ge, Sn usw., durchgeführt. Abbildung 1a zeigt die Energiebandstruktur des substitutionellen GeB-dotierten h-BN-Systems. Der GeB führt einen Verunreinigungsgrad (Level-1) bei etwa 230 meV unter CBM ein und verhält sich wie ein Tiefenspender. Die Aktivierung des GeB-Dotierstoffs zur Bereitstellung zusätzlicher Elektronenträger ist energetisch aufwendig. Darüber hinaus zeigen die Träger von Level-1, wie in Abb. 1b gezeigt, ein starkes Lokalisierungsverhalten, das aufgrund der schwachen Kopplung des pz-Orbitals mit den benachbarten N-Atomen auf den Kern des GeB-Dotierstoffs beschränkt ist. Diese Ergebnisse weisen auf die typische asymmetrische Dotierungscharakteristik und die n-Typ-Schwierigkeit im h-BN mit ultrabreiter Bandlücke hin, die hauptsächlich auf das tiefe Donorniveau mit hoher Ionisierungsenergie und die lokalisierte Trägerverteilung zurückzuführen sind. Um die n-Typ-Schwierigkeit in h-BN zu überwinden, ist die Reduzierung der Ionisierungsenergie des Donors der entscheidende Punkt. Bei der Dotierung mit einzelnen Verunreinigungen wird der Grad der Verunreinigung normalerweise durch die Wechselwirkung zwischen der Verunreinigung und den Orbitalen des Wirtsatoms bestimmt. Wenn eine weitere fremde Verunreinigung als naher Nachbar eingeführt wird, könnte der Verunreinigungsgrad durch die zusätzliche Orbitalkopplung und Hybridisierung zwischen Verunreinigungen moduliert werden.

a Energiebandstruktur des h-BN:GeB-Systems. Die blauen Punkte stellen die von Ge beigesteuerten elektronischen Zustände dar. Der Einschub zeigt die atomare Struktur der Ge-Dotierung in der h-BN-Monoschicht. b Draufsicht (oben) und Seitenansicht (unten) Ladungsbeiträge der Ge-Verunreinigungsstufe 1 des h-BN:GeB-Systems. c Energiebandstruktur des h-BN:Ge-O-Systems. d Energiebandstruktur des h-BN:Ge-O2-Systems. e Energiebandstruktur und Gesamt-DOS des h-BN:Ge-O3-Systems. Die blauen und grünen Punkte repräsentieren die von Ge bzw. O beigesteuerten elektronischen Zustände. Der Einschub in den Gesamt-DOSs zeigt die Atomstruktur von h-BN:Ge-O3. f Partielle DOSs aus den Ge- und O-Atomen des h-BN:Ge-O3-Systems. g Schematische Darstellung des Orbitalsplit-induzierten Niveau-Engineerings durch die ppπ-Kopplung zwischen den Ge 4 pz- und O 2 pz-Orbitalen. h Draufsicht (oben) und Seitenansicht (unten) Ladungsbeiträge der Verunreinigungsstufe 1' des h-BN:Ge-O3-Systems.

Gemäß dieser Idee untersuchten wir die Kopplung zwischen Ge und benachbarten O-Dotierstoffen. Wie in Abb. S3a – d und Abb. 1c – e gezeigt, wurden die Bandstrukturen der Ge-Verunreinigung, gekoppelt mit einem O-, zwei O- und drei O-Atomen, berechnet. Man kann beobachten, dass es beim Ge-O-Dimer zwei getrennte Verunreinigungsniveaus innerhalb der Bandlücke gibt (Abb. 1c). Die oberen (Level-1') und unteren (Level-2) Verunreinigungsniveaus können als antibindende und bindende Zustände bei der Ge-O-Orbitalhybridisierung erkannt werden. Im Vergleich zum GeB-Level (Level-1) in Abb. 1a erfährt Level-1‘ eine Abwärtsverschiebung zu einer tieferen Energieposition, etwa 480 meV unter CBM. Es ist interessant zu sehen, dass bei Anwendung einer höheren Koordination mit Ge-O2-Trimer und Ge-O3-Tetramer (Abb. 1d – e) die Kopplungsstärke zwischen Ge und O deutlich erhöht wird und Level-1' effektiv nach oben gedrückt werden kann , näher an CBM. Die Ionisierungsenergie von Level-1' für die Ge-O2- und Ge-O3-Fälle beträgt 89 bzw. 0 meV und ist damit viel flacher als die von Level-1. Unterdessen bewegt sich Level-2 um 1,4 bzw. 2,4 eV nach unten. Diese Ergebnisse zeigen, dass die untere Stufe 2 als Opfer tiefer in die Mitte der Bandlücke vordringt und gleichzeitig die Stufe 1 nach oben in Richtung CBM drängt. Der extrem flache Donor Level-1‘ kann dann effizient zusätzliche Elektronen für die n-Leitfähigkeit der h-BN-Monoschicht bereitstellen.

Eine detaillierte Untersuchung der Orbitalbestandteile dieser Verunreinigungsniveaus im Diagramm der partiellen Zustandsdichte (DOSs) (Abb. 1f) zeigt außerdem, dass das obere flache Donorniveau aus der Hybridisierung zwischen Ge 4 pz- und O 2 pz-Orbitalen stammt. Man kann sehen, dass der Einbau von Ge und O Verunreinigungszustände innerhalb der Bandlücke einführt und es zu einer starken Überlappung zwischen den Zuständen der Ge 4 pz- und O 2 pz-Orbitale kommt, was auf eine starke Kopplung hinweist. Sowohl die Ge 4 pz- als auch die O 2 pz-Orbitale weisen entlang der z-Achse eine Lappenkonfiguration außerhalb der Ebene auf, die sowohl räumlich, symmetrisch (t2-Symmetrie) als auch energetisch gut zueinander passen könnte. Diese Orbitalhybridisierung vom ppπ-Typ, wie in Abb. 1g dargestellt, führt zu einer starken Nebeneinanderkopplung sowie einer Energieniveauaufspaltung. Die Aufspaltung bildet ein bindendes π-Orbital (Stufe 2) auf der Seite niedrigerer Energie und ein weiteres antibindendes π*-Orbital (Stufe 1') auf der Seite höherer Energie. Gemäß dem Prinzip der Gesamtenergieerhaltung sowie der Niveauabstoßung zwischen verschiedenen Orbitalen19,30 könnte die Energie des π*-Niveaus nach oben gedrückt werden, wenn das π-Niveau nach unten gezogen wird. Auf diese Weise kann sich das π*-Niveau durch den Verzicht auf das neue tiefere π-Niveau dem CBM annähern und verhält sich wie ein extrem flaches Donor-Niveau. Abbildung 1h zeigt die Ladungsverteilung von Level-1' im Ge-O3-System, das hauptsächlich auf der Ge-Stelle in Form eines antibindenden π*-Orbitals erscheint. Mittlerweile kann man auch erkennen, dass sich diese Ladungen in π-Orbitalen weiter auf die nahe gelegene BO-Bindung und in pz-Orbitalen noch weiter auf B-Stellen erstrecken. Dieses Delokalisierungsmerkmal weist auf die Bevorzugung der Ionisierung des Donor-Level-1' in die Wirtsgitter für eine effektive Leitung in der Ebene hin. Dies unterscheidet sich erheblich vom Lokalisierungsverhalten im Fall einer einzelnen Ge-Dotierung (Abb. 1b). Wie wir wissen, ist die Elektronegativität des Ge-Atoms (2,01) kleiner als die von N (3,04) und nahe bei B (2,04). Nach dem Ge-Ersatz von B ist der Ladungsaustausch zwischen dem Ge-Dotierstoff und dem h-BN-Wirtsgitter daher sehr begrenzt (Abb. S4a). Im Gegensatz dazu ist die Elektronegativität des O-Atoms (3.44) größer als die von N. Daher könnte O dazu beitragen, diese zusätzlichen Elektronen von Ge anzuziehen und zu delokalisieren und die n-Typ-Leitung in der Ebene in der h-BN-Monoschicht zu verbessern (Abb. S4b– D). Natürlich sind einige andere Elektronen von O selbst fest im tieferen π-Orbital gefangen, das geopfert wurde.

Das Wachstum einer durch Opferverunreinigungskopplung mit Ge-O-Dotierung modifizierten h-BN-Monoschicht wurde experimentell mit einem LPCVD-System durchgeführt. Das System besteht aus drei unabhängigen Heizzonen, wie in Abb. 2a und Abb. S5 dargestellt. Borazan in der T1-Zone wurde als Vorläufer für das h-BN-Wachstum verwendet und GeO2-Pulver in der T2-Zone wurde als Dotierungsquelle gewählt. Währenddessen wurde die elektrochemisch polierte Cu-Folie (Abb. S6a–d)31 als Substrat in der T3-Zone platziert. GeO2 hat einen Schmelzpunkt von 1086 °C und kann durch Steuerung der T2-Temperatur gleichzeitig Ge- und O-Verunreinigungen bereitstellen.

ein Schema des LPCVD-Aufbaus für die In-situ-Ge-O-Dotierung in einer h-BN-Monoschicht. b Mögliche Reaktionswege, die die In-situ-Dotierung von Ge-O und die Bildung einer h-BN:Ge-O-Monoschicht zeigen. c SEM-Bilder der gewachsenen h-BN:Ge-O-Monoschicht auf Cu-Folie bei verschiedenen Temperaturen von Zone 2 nach 10-minütiger Wachstumszeit.

Abbildung 2a–b zeigt die gesamten chemischen Reaktionsgleichungen während der Prozesse des h-BN-Wachstums und der In-situ-Ge-O-Dotierung. Die gesamten Heizprogramme für drei Zonen sind in Abb. S7 dargestellt. Durch Erhitzen auf 96 °C in der T1-Zone32 zerfällt das Borazan in festes Ammoniak-Boran und gasförmiges Borazin. Anschließend werden sie vom Ar/H2-Gasstrom durch die T2-Zone zur Reaktionszone T3 transportiert. Währenddessen wird in der T2-Zone das gasförmige GeO2 verdampft, das sich mit dem Borazan-Vorläufer als Gemisch in der Gasphase verbindet. Abschließend findet auf der katalytischen Oberfläche der Cu-Folie eine zweistufige chemische Reaktion statt. Die Vernetzungsreaktion von HB- und NH-Gruppen mit anschließender Dehydrierung führt zu nicht ausgerichteten Kettenzweigen33. Gleichzeitig könnte sich das Ge-O2-Trimer leicht an diese Gruppen binden und bei der Bildung einer Monoschicht in das h-BN-Gitter einbauen.

Die Sublimation und der Transport von GeO2 sind entscheidend und die Erhitzungstemperatur des GeO2-Vorläufers hat großen Einfluss auf den Dotierungsprozess. Wir haben eine systematische Studie zur T2-Temperatur von 600, 700, 800 bis 900 °C während des Wachstums durchgeführt. Im Vergleich dazu wurde auch das intrinsische undotierte h-BN gezüchtet und charakterisiert (Abb. S8 und S9). Wie in Abb. S10a–d gezeigt, erhöht die Erhöhung der Heiztemperatur des GeO2-Verunreinigungsvorläufers die zugeführte GeO2-Dosis und verändert offensichtlich die Form der h-BN-Domänen. Bei einer niedrigen Temperatur von 600 °C zeigen die dreieckigen h-BN-Domänen gekrümmte Kanten und stumpfe Winkel, die sich von der normalen dreieckigen Domäne von undotiertem h-BN unterscheiden (Abb. S8a). Dies könnte auf die leichte Dotierung mit Verunreinigungen zurückzuführen sein. Wenn die Verunreinigungstemperatur von 700 auf 900 °C ansteigt, ändert sich die Form der h-BN-Domänen von Dreieck zu Raute und wird schließlich zu einem unregelmäßigen Polygon. Es wurde berichtet, dass die Kanten der dreieckigen h-BN-Domäne stickstoffterminiert sind, was eine niedrigere Energie aufweist als die borterminierten Domänen34,35. In diesem Zustand kann beim h-BN:Ge-O-Wachstum der Einbau von Ge, O oder Ge-O in das Kantengitter der h-BN-Domänen das Energiegleichgewicht zwischen drei Kanten der dreieckigen h-BN-Domäne stören. Dadurch wird die Bildung borterminierter Kanten und asymmetrischer Rauten-/Polygonformen gefördert. Außer der Form wird auch die Keimbildungsdichte von h-BN durch die Ge-O-Dotierung beeinflusst. Wie in Abb. S11 gezeigt, nimmt die Keimbildungsdichte von h-BN bei einem Temperaturanstieg auf 800 und 900 °C stark zu, was für das Wachstum von hochwertigem h-BN von Nachteil ist.

Rasterelektronenmikroskopbilder (REM) der vollständig koaleszierten h-BN:Ge-O-Monoschicht bei verschiedenen T2-Temperaturen sind in Abb. 2c dargestellt. Die vollständige Koaleszenz der Domänen und die Bildung einer vollständigen h-BN-Monoschicht können durch einen Antioxidanstest bestätigt werden (Abb. S12). Man kann beobachten, dass bei 600–700 °C die Falten und die Reinheit des h-BN-Films auf die vollständig verschmolzene Monoschicht und die gut erhaltene Kristallqualität nach dem Ge-O-Einbau hinweisen. Wenn die T2-Temperatur jedoch weiter auf 800 und 900 °C ansteigt, verschlechtert sich die Qualität des h-BN-Films bei Anwesenheit großer Partikel merklich. Dies weist darauf hin, dass die Verdampfungsrate des GeO2-Vorläufers größer wird als die Einbaurate der Verunreinigung in das h-BN-Gitter. Das Überangebot an GeO2 führt zur Ablagerung der Nebenprodukte in Form von Partikeln auf der Oberfläche. Daraus kann geschlossen werden, dass 700 °C die optimale T2-Temperatur für eine effiziente Ge-O-Dotierung ist, ohne die Strukturqualität von h-BN zu beeinträchtigen.

Der so gewachsene h-BN:Ge-O-Film wurde mit der PMMA-unterstützten Methode auf ein SiO2-Substrat übertragen (Abb. S13 und S14). Abbildung 3a zeigt das Rasterkraftmikroskopbild (AFM) des Randbereichs der h-BN:Ge-O-Schicht. Die gemessene Dicke beträgt etwa 0,59 nm, was auf eine Monoschicht aus h-BN hinweist. Der Film wurde mit PMMA-freier Technik auf ein Transmissionselektronenmikroskopiegitter (TEM) übertragen (Abb. 3b) und das hochauflösende TEM-Bild (HRTEM) wurde erhalten (Abb. 3c). Es ist die klare hexagonale Atomstruktur zu erkennen. Unterdessen zeigt die ausgewählte Flächenelektronenbeugung (SAED) ein helles hexagonales Beugungsmuster mit dem (10-10)-Index von h-BN, was auf die hohe Kristallqualität der h-BN:Ge-O-Monoschicht hinweist (Abb. 3d). Eine detaillierte Untersuchung des Elementkontrasts in Abb. 3c zeigt die Existenz dunklerer Kontraststellen in diesem sechseckigen Muster (markiert durch rote Kreise). Im Prinzip führt der größere Atomradius von Ge und O zum Dunkelkontrakt, der die Substitution von B- und N-Atomen durch Ge-O bestätigt.

Ein AFM-Bild des h-BN:Ge-O-Films auf SiO2, das die Dicke der Monoschicht zeigt. b SEM-Bild der suspendierten h-BN:Ge-O-Monoschicht auf einem TEM-Gitter. c HRTEM-Bild und (d) SAED-Muster der h-BN:Ge-O-Monoschicht. e Absorptionsspektren des undotierten h-BN und h-BN:Ge-O. f Raman-Spektrum des h-BN:Ge-O-Films. Der Einschub zeigt den entsprechenden E2g-Schwingungsmodus. g AES-Spektrum des h-BN:Ge-O-Films. h-k-XPS-Spektren des h-BN:Ge-O-Films, die jeweils die B 1s-, N 1s-, Ge 2p- und O 1s-Kernniveaus zeigen.

Um den Einbau von Ge-O in das h-BN-Gitter weiter zu bestätigen, wurden Transmissions- und Absorptionsspektren für die undotierten und Ge-O-dotierten h-BN-Filme auf transparenten Saphirsubstraten erfasst (Abb. 3e und Abb. S15). Man erkennt, dass bei beiden Proben ein ausgeprägter Bandkantenabsorptionspeak bei 5,93 eV liegt. Währenddessen erscheint auf der niedrigeren Energieseite des Bandkantenpeaks für den h-BN:Ge-O-Film eine zusätzliche Schulter, die auf die Absorption im Zusammenhang mit dem Ge-O-Verunreinigungsgrad zurückzuführen ist (siehe Abb. S16 und zugehörige Diskussion). . Abbildung 3f zeigt das Raman-Spektrum des h-BN:Ge-O-Films, das mit denen des undotierten h-BN- und Si-Substrats verglichen werden kann (Abb. S17). Im Gegensatz zum typischen Raman-Spektrum des E2g-Schwingungsmodus (1369,5 cm−1) der undotierten h-BN-Monoschicht (Abb. S18) weist das Spektrum von h-BN:Ge-O eine asymmetrische Linienform mit zwei lokalisierten zersetzten Peaks auf bei 1369,0 und 1393,4 cm−1. Die Hauptpeaks von 1369,0 cm−1 können dem In-Plane-E2g-Schwingungsmodus hexagonaler B-N-Bindungen zugeordnet werden36. Der Schulterpeak bei 1393,4 cm−1 kann dem verschobenen lokalen Schwingungsmodus zugeordnet werden, der durch die Ge-N- und OB-Bindungen beeinflusst wird, was auf den Einbau von Ge und O in das h-BN-Gitter schließen lässt. Die chemischen Zusammensetzungen des h-BN:Ge-O-Films wurden durch Auger-Elektronenspektroskopie (AES) weiter untersucht, wie in Abb. 3g dargestellt. Neben den intensiven Peaks der BKLL- und NKLL-Auger-Linien können auch die Signale von O (514,1 eV) und Ge (1144,7 eV) nachgewiesen werden37, was die Existenz von Ge-O in der h-BN-Schicht weiter bestätigt.

Um die chemische Bindung zwischen Ge- und O-Atomen zu verifizieren, wurden Röntgenphotoelektronenspektroskopie (XPS)-Messungen an den Elementen B, N, Ge und O durchgeführt. Abbildung 3h–i zeigt die Spektren von B 1s, N 1s und ihren zerlegten Komponenten. Der B 1s-Peak besteht aus zwei zerlegten Peaks bei 190,6 und 191,2 eV, die den Elektronen der BN-Bindung bzw. BO-Bindung zugeordnet werden können38. Dies weist auf den Einbau von O als Ersatzdotierstoff für N hin. Der N 1s-Peak weist angepasste Komponenten von NH (400,6 eV), NB (398,5 eV) und N-Ge (398,1 eV) auf, was die GeB-Dotierung in h-BN39 bestätigt . In Bezug auf die Ge-O-Wechselwirkung zeigen Abb. 3j – k die Ge 2p- und O 1s-Peaks und ihre zerlegten Spektren. Die Komponenten bei 1219,9 und 1220,6 eV im Ge 2p-Peak stammen von Ge-N bzw. Ge-O240,41. Diese Tatsache bestätigt sowohl den Einbau von Ge in h-BN als auch die Trimerbindung mit O. Darüber hinaus wurde auch die Ge-3d-Kernebene untersucht, die konsistent die entsprechenden Ge-O2 (32,6 eV) und Ge-N zeigt ( 32,0 eV) Peaks40,42 (Abb. S19). Aus dem Spektrum von O 1 s in Abb. 3k kann man die Komponenten Ge-O2 (531,7 eV) und Ge-O (530,8 eV) deutlich erkennen, was das eingebaute Dimer und/oder Trimer Ge-O im h-BN bestätigt Gitter. Da der Dotierungspegel ein entscheidender Parameter für h-BN vom n-Typ ist, wurde eine XPS-Messung verwendet, um die Ge-O-Dotierungskonzentration abzuschätzen. Der Substitutionsdotierungsgrad von GeB beträgt etwa 2,8 %, was auf eine starke Dotierung hinweist und mit dem Absorptionsspektrum übereinstimmt (Abb. 3e). Die tatsächliche Dotierungskonzentration könnte durch XPS aufgrund der ultradünnen Dicke der h-BN-Monoschicht überschätzt werden. Das Absorptionsspektrum von h-BN:Ge-O zeigte einen Verunreinigungspeak und einen dominanten Bandkantenpeak bei ~5,93 eV, was mit dem des intrinsischen h-BN übereinstimmt (Abb. 3e). Dies weist darauf hin, dass Ge-O als Dotierstoff in h-BN eingebaut wird, anstatt eine neue Legierung zu bilden. Im Vergleich dazu wurde auch die Abwesenheit von Ge im undotierten h-BN bestätigt (Abb. S20). Darüber hinaus wurde basierend auf den aufgezeichneten XPS-Daten das chemische stöchiometrische Verhältnis zwischen B und N mit 1/0,88 bestimmt. Dies weist darauf hin, dass die Substitution von N durch O stärker ist als die Substitution von B durch Ge, was sich auf die gemischten Dotierungskonfigurationen von Ge-O2 oder Ge-O3 und nicht nur auf die Ge-O-Dimerform bezieht. Basierend auf den Berechnungen nach dem ersten Prinzip folgt die abnehmende Bildungsenergie außerdem dem Trend GeB > GeB-ON > GeB−2ON > GeB-3ON. Daher sind das Ge-O2-Trimer und das Ge-O3-Tetramer auch im thermodynamischen Aspekt energetisch günstig (siehe Abb. S21 und die zugehörige Diskussion). Aus den obigen Ergebnissen lässt sich zusammenfassen, dass der Einbau von Ge- und Opfer-O-Dotierstoffen in die h-BN-Monoschicht zu deren Existenz in den gekoppelten Formen Ge-O, Ge-O2 oder Ge-O3 führt, was mit den vorherigen theoretischen Simulationsergebnissen übereinstimmt.

Der h-BN:Ge-O-Monoschichtfilm wurde auf ein n-Si-Substrat übertragen (Abb. S22) und das Leitungs-AFM (CAFM) wurde durchgeführt, um die Leitfähigkeit durch die Ebene zu messen (Einschub in Abb. 4a). Zum Vergleich wurde undotiertes h-BN als Kontrollprobe verwendet. Die Messung wurde bei einer Durchlassspannung von 5 V durchgeführt und der Linienscan und die Abbildung des Durchgangsstroms sind in Abb. 4a – c dargestellt. Abbildung 4a zeigt den Linienscan der undotierten und Ge-O-dotierten h-BN-Monoschichten. Man erkennt, dass die undotierte h-BN-Monoschicht eine stark isolierende Eigenschaft (~pA) aufweist, wohingegen der Strom durch die Ebene in mehreren nA nur an einigen lokalen Punkten erfasst werden kann, die von Punktdefekten wie VB oder CB herrühren sollten. Die Verteilung einiger leitender Punktdefekte kann durch das Kartierungsbild in Abb. 4b bestätigt werden. Solche stark lokalisierten Strominjektionspunkte könnten auch qualitativ hochwertige Einzelphotonenemitter liefern43,44. Im Gegensatz dazu weist die h-BN:Ge-O-Monoschicht einen signifikanten Strom durch die Ebene in der Größenordnung von 100 nA auf, wie in Abb. 4a (unteres Feld) dargestellt. Mittlerweile hat diese Leitung den gesamten Bereich des h-BN-Films abgedeckt, wie in der aktuellen Abbildung von Abb. 4c gezeigt. Diese Beweise belegen deutlich die effiziente Dotierung von Ge-O-Verunreinigungen und die effektive thermische Ionisierung für die Leitung durch die Ebene, wie in den DFT-Simulationen vorgeschlagen. Um die Leitung der h-BN:Ge-O-Monoschicht in der Ebene zu testen, wurde der Film mit einem vorgefertigten Au-Elektrodenarray auf isolierende Saphirsubstrate übertragen (Abb. 4d und der Einschub von Abb. 4e). Aus der in Abb. 4e gezeigten IV-Kurve kann man erkennen, dass der Strom von h-BN: Ge-O in der Ebene ~ 20 nA unter 15 V erreicht, was eine gute 2D-Leitfähigkeit zeigt. Zum Vergleich und zur Bestätigung der entscheidenden Rolle des Opfer-Ge-O-Trimers wurden h-BN-Proben mit einzelnen Dotierstoffen (Ge oder O) hergestellt und untersucht (Abb. S23 und S24). Die Ergebnisse zeigten, dass das undotierte h-BN und das h-BN:Ge mit einem In-Plane-Strom in der Größenordnung von ~pA vollständig isolierend sind und das h-BN:O nur einen sehr schwachen In-Plane-Strom (~0,5 nA) aufweist ( Abb. S24a–e). Diese Fakten bestätigen, dass die Ge-O-Kopplung für die Bildung flacher Donorniveaus durch Opferverunreinigungsbindung (O) notwendig ist. Der flache Donor könnte dann effektiv aktiviert werden, um zusätzliche Elektronen in das Wirtsgitter einzuspeisen und die Leitung in der Ebene zu verbessern. Da das flachere Ge-O-Donorniveau außerdem eine geringere Aktivierungsenergie aufweist, sollte bei Raumtemperatur die reguläre Bandleitfähigkeit für h-BN:Ge-O vorherrschen. Aufgrund der starken Dotierung von Ge-O (>2,8 %) könnte der Leitungsmechanismus jedoch teilweise durch die Sprungleitfähigkeit 45, 46 beeinflusst werden.

a Aktueller Zeilenscan des CAFM-Tests für undotiertes h-BN bzw. h-BN:Ge-O. Der Einschub zeigt den Aufbau des CAFM. b–c Die aktuelle Abbildung des CAFM-Tests für undotiertes h-BN bzw. h-BN:Ge-O. d Optisches Bild einer h-BN-Monoschicht, übertragen auf ein Saphirsubstrat mit einer Au-Elektrodenanordnung. e I-V-Kurve der h-BN:Ge-O-Monoschicht im Vergleich zum undotierten h-BN. f UPS-Spektrum der h-BN:Ge-O-Monoschicht in der kinetischen Energieskala. Die Arbeitsfunktion wird durch die Schnittpunktmethode bestimmt. g Schematische Darstellung des FET-Geräts mit h-BN:Ge-O-Monoschicht als n-Typ-Kanal. h–i Ausgangseigenschaften und Übertragungskurve des auf einer h-BN:Ge-O-Monoschicht basierenden FET-Geräts.

Es ist wichtig, die n-Leitfähigkeit der h-BN:Ge-O-Monoschicht experimentell zu bestätigen. Zunächst wurden Messungen der Ultraviolett-Photoelektronenspektroskopie (UPS) durchgeführt, um die Austrittsarbeit zu messen. Wie in Abb. 4f gezeigt, konnte mithilfe der Schnittpunktmethode47 die Austrittsarbeit des h-BN:Ge-O-Films auf etwa 4,1 eV bestimmt werden. Frühere Literaturstellen haben berichtet, dass die Austrittsarbeit von intrinsischem h-BN aufgrund der extrem großen Bandlücke im Bereich zwischen 6,4 und 7,8 eV liegt48,49,50. Die niedrigere Austrittsarbeit von h-BN:Ge-O entspricht der Aufwärtsverschiebung des Fermi-Niveaus näher an CBM, was den Übergang von intrinsischem h-BN zur n-Typ-Leitung anzeigt. Der ohmsche Kontakt der Elektroden wird aufgrund des Arbeitsfunktionsunterschieds zwischen der Au-Elektrode (5,1 eV) und dem n-Typ-h-BN (4,10 eV) nicht gut erreicht, was Hall-Messungen erschwert. Alternativ wurde ein Feldeffekttransistor (FET) mit der h-BN:Ge-O-Monoschicht als Kanalschicht hergestellt, wie in Abb. 4g dargestellt. Die Ausgangscharakteristik des FET-Geräts mit einer Gate-Spannung im Bereich von –10 bis 10 V und die Übertragungscharakteristik mit einer konstanten Source-Drain-Spannung von 20 V wurden gemessen, wie in Abb. 4h – i dargestellt. Man erkennt, dass der Source-Drain-Strom mit zunehmender Gate-Spannung zunimmt, was darauf hindeutet, dass das Elektron der Mehrheitsträger in der Kanalschicht ist. Dies bestätigt eindeutig das Verhalten des n-Typ-Kanals51. Die elektrischen Eigenschaften der h-BN-Monoschicht vom n-Typ wurden außerdem mit der FET-Gerätemethode ermittelt (siehe Einzelheiten in den Zusatzinformationen). Die Elektronenmobilität und -konzentration von h-BN vom n-Typ wird mit 0,014 cm2 V−1 s−1 bzw. 1,94 × 1016 cm−3 bestimmt. Somit konnte davon ausgegangen werden, dass wir durch die Anwendung der Opferverunreinigungskopplungsmethode mittels In-situ-Ge-O-Dotierung erfolgreich eine effiziente n-Typ-Leitfähigkeit in der h-BN-Monoschicht erhalten haben.

In früheren Arbeiten wurde über Schottky-Dioden auf Basis von undotiertem h-BN/GaN berichtet53. Die Realisierung von h-BN vom n-Typ bietet die Möglichkeit, fortschrittliche optoelektronische Geräte über das herkömmliche Gruppe-III-Nitrid-Materialsystem hinaus herzustellen. Wie in Abb. 5a – b gezeigt, konstruieren wir einen vertikal gestapelten Heteroübergang mit n-hBN und p-GaN, indem wir die h-BN-Schicht in verschiedenen Dicken (Monoschicht bis Multischichten) auf die Oberfläche von p-GaN übertragen. Basierend auf den Materialparametern von p-GaN und n-hBN, einschließlich Bandlücke, elektronischer Affinität und Austrittsarbeit 28, 54, 55, 56, 57, ist die Bandkonfiguration des pn-Übergangs in Abb. 5c dargestellt. Die Bandausrichtung zwischen p-GaN und n-Typ-h-BN zeigt eine Typ-I-Heterostruktur und die Leitungs- und Valenzbandversätze betragen 1,9 bzw. 1,2 eV. Abbildung 5d – e zeigt die IV-Kurven des pn-Übergangs mit h-BN vom n-Typ in einer Dicke von 1 bzw. 6 Monoschichten. Man erkennt das typische Gleichrichtungsverhalten einer Diode, was die n-Leitfähigkeit von h-BN und die pn-Übergangsstruktur weiter bestätigt. Im Fall einer Monoschicht beträgt die Durchlassspannung etwa 1,44 V und der Rückwärtsleckstrom könnte unter −8 V 4,01 μA erreichen. Der Rückwärtsleckstrom hängt im Prinzip mit der Diffusion von Minoritätsträgern zusammen, bei denen es sich um Löcher in diesem n- Typ h-BN. Da das h-BN einen intrinsischen Hintergrundträger von Löchern vom p-Typ aufweist, der durch die Bildung von B-Leerstellen während des Hochtemperaturwachstums induziert wird, ist der Rückwärtsleckstrom immer noch beträchtlich. Und das Gleichrichtungsverhältnis zwischen ±8 V beträgt nur 2,6 (Abb. 5d). Bei dieser Art vertikal gestapelter 2D-Diode wird dieser Leckstrom unterdessen auch durch den Tunnelstrom durch die ultradünne h-BN-Schicht verursacht. Unter diesem Gesichtspunkt könnte die Leckage minimiert werden, indem die Dicke von h-BN durch mehrschichtige Stapelung erhöht wird. Wenn also das 6-Monolagen-n-Typ-h-BN verwendet wird (Abb. 5e), wurde der Leckstrom auf nur 0,08 μA reduziert und das Gleichrichtungsverhältnis auf 167,7 erhöht, was eine hervorragende Gleichrichtungscharakteristik zeigt. Darüber hinaus steigt die Durchlassspannung von 1,44 eV für das 1-Monoschicht-n-hBN-Gerät auf 3,11 eV für das 6-Monoschicht-Gerät. Der zugrunde liegende Mechanismus beruht auf der Verarmungsregion und dem eingebauten elektrischen Feld. Für das 1-Monoschicht-n-hBN-Gerät sollte eine solche ultradünne h-BN-Schicht vom n-Typ vollständig erschöpft sein und das eingebaute Feld wird mit abnehmender h-BN-Dicke abnehmen (siehe Abb. S26 und zugehörige Diskussion). Daher ist die Vorwärtseinschaltspannung für das Monoschicht-h-BN-Gehäuse kleiner als die des 6-Schicht-nh-BN-Gehäuses.

ein Schema des pn-Übergangs basierend auf h-BN vom n-Typ und GaN vom p-Typ. b Foto des hergestellten n-hBN/p-GaN-Übergangsarrays an Bord. c Banddiagramm des n-hBN/p-GaN-Übergangs. d–e Lineare und logarithmische IV-Kurven des pn-Übergangs basierend auf einer Monoschicht bzw. sechs Monoschichten n-Typ h-BN. f CV-Eigenschaften gemessen von der Sperr- zur Vorwärtsvorspannung des 6-monoschichtigen n-hBN/p-GaN-Übergangs bei verschiedenen Wechselstromfrequenzen und entsprechende 1/C2-Kurve gegen Spannung bei einer Frequenz von 3 MHz.

Am Gerät wurden außerdem Kapazitätsspannungsmessungen (CV) durchgeführt, wie in Abb. 5f dargestellt. Man erkennt, dass der in Sperrichtung vorgespannte pn-Übergang mit zunehmender Spannung eine monoton abnehmende Kapazität aufweist, was hauptsächlich auf die zunehmende Verarmungsbreite zurückzuführen ist. Wie wir wissen, wird die pn-Übergangskapazität von zwei Arten beeinflusst: der Diffusionskapazität und der Übergangskapazität58. Während in der in Sperrrichtung vorgespannten Diode die Übergangskapazität dominiert, bleibt die Diffusionskapazität konstant, da die Menge an Minoritätsträgern (Löchern) in h-BN vom n-Typ sehr gering ist. Daher zeigt die abnehmende Übergangskapazität die Vergrößerung der Verarmungsbreite an, die in hohem Maße mit der zunehmenden Dicke der h-BN-Schicht vom n-Typ zusammenhängt. Im Gegensatz dazu kann man bei der in Durchlassrichtung vorgespannten Diode beobachten, dass die Kapazität mit zunehmender Spannung im Bereich I (0–1,44 V) weiter zunimmt, was den Prozess der Raumladungsakkumulation im Verarmungsbereich widerspiegelt. Dies weist auf die Dominanz der Diffusionskapazität bei der Ladungsspeicherung hin. Nach der Spitzenposition (1,44 V) beginnt die Kapazität abzunehmen, hauptsächlich aufgrund der Verengung der Breite des Verarmungsbereichs bei der Rekombination durch die Mehrheit der Träger (Elektronen aus n-hBN). Wenn die modulierte Frequenz des Wechselstromsignals von 3 MHz auf 5 MHz ansteigt, stellen wir einen systematischen Anstieg der Gesamtkapazität fest, während die Diffusionskapazität (>1,44 V) unter einem Wechselstromsignal von 5 MHz steil abfällt. Das Phänomen der mit zunehmender Frequenz zunehmenden Kapazität ist für einen pn-Übergang ungewöhnlich. Dies kann auf das Vorhandensein einer beträchtlichen inneren Serieninduktivität59 innerhalb der n-hBN-Schichten zurückzuführen sein, die auf etwa 0,0035 H geschätzt wird (siehe Einzelheiten in den Zusatzinformationen, Abb. S27). Darüber hinaus ist in Abb. 5f die 1/C2-V-Kurve dargestellt, die bei Nullspannung nichtlinear erscheint. Das nichtlineare Merkmal der 1/C2-V-Kurve kann auf das inhomogene Dotierungsprofil im Grenzflächenbereich von n-hBN/p-GaN zurückgeführt werden. Es ist erwähnenswert, dass die Gesamtkapazität dieses n-hBN/p-GaN-Übergangs aufgrund der ultradünnen 2D-h-BN/3D-GaN-Integration nur ~pF beträgt. Diese ultrakleine Kapazität ist sehr vorteilhaft für die Verbesserung der Reaktionsgeschwindigkeit optoelektronischer Geräte, z. B. Fotodetektoren60,61. Dieses anständige Verhalten von pn-Dioden verspricht die potenzielle Herstellung fortschrittlicher optoelektronischer Geräte durch die heterogene Integration einer herkömmlichen 3D-Nitrid-Epischicht und einer neuartigen 2D-h-BN-leitenden Schicht.

Zusammenfassend haben wir eine neuartige Strategie zur durch Orbitalspaltung induzierten Niveausteuerung durch Opferverunreinigungskopplung vorgeschlagen, um eine effektive n-Typ-Leitung in monoschichtigem h-BN zu erreichen. Um die Dotierungsasymmetriebeschränkung von h-BN mit extrem großer Bandlücke zu überwinden, wurde durch die Kopplung von Ge 4 pz- und O 2 pz-Orbitalen ein extrem flaches Donorniveau entworfen. Aufgrund der gleichen t2-Symmetrie und des gleichen Wellenfunktionscharakters können diese beiden Orbitale stark miteinander koppeln. Die Einführung von O neben dem Ge-Donor kann die Donorebene effektiv anheben, indem eine weitere tiefe Opferebene gebildet wird. Die In-situ-Ge-O-Dotierung in der h-BN-Monoschicht wurde erfolgreich durch den Einsatz von GeO2 als Verunreinigungsvorläufer mit einem LPCVD-System erreicht. Im Gegensatz zur hohen Isolierung des intrinsischen, einzelnen Ge-dotierten und O-dotierten h-BN zeigte die mit Ge-O-Trimer dotierte h-BN-Monoschicht eine effiziente n-Leitfähigkeit mit einer beträchtlichen Durchgangsebene (~ 100 nA). und In-Plane-Strom (~20 nA). Es wurde ein ordentliches Diodenverhalten im vertikal gestapelten Heteroübergang aus n-Typ-h-BN und p-Typ-GaN mit einem großen Gleichrichtungsverhältnis von 167,7 erreicht. Die Opferverunreinigungskopplungsmethode wird die Anwendungsszenarien fortschrittlicher optoelektronischer und elektronischer Geräte erweitern, die auf dem bipolar leitenden h-BN und anderen 2D/3D-Materialien basieren.

Alle ersten Hauptsimulationen wurden mit dem Vienna ab-initio Simulation Package (VASP) im Rahmen von DFT62,63 durchgeführt. Die verallgemeinerte Gradientennäherung (GGA) mit der Perdew-Burke-Ernzerhof-Funktion (PBE) wurde für die Austausch-Korrelations-Wechselwirkungen zwischen den Elektronen implementiert64. Eine Grenzenergie von 550 eV wurde verwendet, um die elektronischen Wellenfunktionen zu erweitern, und ein 9 × 9 × 1 Monkhorst-Pack-Gitter aus k Punkten wurde zur Abtastung der Brillouin-Zone verwendet. Die aus 5a × 5b × 1c-Primitivzellen erzeugte einschichtige h-BN-Superzelle wurde übernommen (Abb. S3). Es wurde eine Vakuumschicht von etwa 20 Å angelegt, die ausreichend groß war, um eine Wechselwirkung zwischen benachbarten Superzellen zu vermeiden. Die geometrische Optimierung wurde durchgeführt, indem alle Freiheitsgrade mithilfe des konjugierten Gradientenalgorithmus entspannt wurden, bis alle Kräfte <0,01 eV/Å waren.

Die großflächige h-BN-Monoschicht wurde mithilfe eines LPCVD-Systems epitaktisch gezüchtet, das aus drei unabhängigen Heizzonen besteht (Abb. S5). Eine 25 μm dicke Cu-Folie (Alfa Aesar, Produkt-Nr. 13382) wurde als Substrat verwendet und in die Reaktionszone 3 gelegt. Die Cu-Folie wurde unter einem Strom von 4 A elektrochemisch poliert, um die Oxide zu entfernen und die Oberflächenebenheit zu verbessern, bevor sie in die Reaktionszone 3 geladen wurde die Quarzrohrkammer (Abb. S6). Borazan (Toronto Research Chemicals) wurde als Vorläufer von B und N verwendet und in Zone 1 platziert. Germanium (Ge, 99,999 %, 9DingChem) und Boroxid (B2O3, 99,0 %, Maikun Chemical) wurden als Vorläufer von Ge verwendet und O für die herkömmliche Einzeldotierung bzw. Germaniumdioxid (GeO2, 99,999 %, Macklin Biochemical) wurde als Verunreinigungsvorläufer für die In-situ-Ge-O-Dotierung in h-BN verwendet. Der Verunreinigungsvorläufer von etwa 5 mg wurde in Zone 2 gegeben und während des Wachstums von h-BN unabhängig auf eine Temperatur um den Schmelzpunkt erhitzt. Als Trägergas wurde eine Mischung aus H2- und Ar-Gasen verwendet. Um die Oxide zu entfernen und die Korngröße der Cu-Folie zu vergrößern, wurde der Glühprozess 30 Minuten lang bei 1000 °C unter einem Ar/H2-Gasstrom durchgeführt. Danach wurden die T1-Vorläuferzone und die T3-Wachstumszone auf 96 bzw. 1050 °C erhöht. Währenddessen wurde die Verdampfung von Borazan und GeO2 durch den Ar/H2-Gasstrom in Zone 3 befördert. Mit Ausnahme von Zone 2 gelten alle Wachstumsbedingungen für das intrinsische, einzelne Ge-dotierte, O-dotierte und Ge-O-dotierte h-BN wurden im selben fixiert. Nach dem Wachstum wurden die Cu-Folie und das Borazan sofort mit einem Quarzmanipulator mit magnetischem Schieber zur schnellen Abkühlung aus Zone 1 und Zone 3 herausgezogen. Abschließend wurde die Kammer langsam auf Raumtemperatur abgekühlt und die Probe durch den Gasstrom geschützt gehalten. Einzelheiten zum Wachstumsprozess finden sich in Abb. S7. Das p-GaN wurde über einem AlGaN-Templat gezüchtet und die Dicke des p-GaN beträgt etwa 20 nm. Die Mg-Dotierungskonzentration liegt bei 1019 cm−3 und der spezifische Widerstand beträgt etwa 6,27 Ω cm im p-GaN (Abb. S25). Die Größe des pn-Übergangsbauelements beträgt 400 × 400 μm.

Die Morphologie von h-BN wurde mithilfe eines Rasterelektronenmikroskops (REM, Hitachi S-4800) charakterisiert. Die Monoschichtdicke und die vertikale Leitung von h-BN-Filmen wurden mit einem CAFM-System (Bruker Nano GmbH, Bruker NW4) gemessen. Für den Antioxidanstest wurden die blanke Cu-Folie und die Cu-Folie, die mit einer vollständig koaleszierten h-BN-Monoschicht bedeckt war, auf eine Heizplatte gelegt, dann wurden die Proben 10 Minuten lang an der Luft auf 200 °C erhitzt. Lichttransmissions- und Absorptionsspektren wurden mit einem UV-Vis-NIR-Spektrophotometer (Agilent Technologies Cary 50000) gesammelt. Raman-Spektren wurden mit einem Raman-Mikroskop (WITec alpha 300RA) mit einem 488-nm-Laser gesammelt. Die Röntgenphotoelektronenspektroskopie (XPS, PHI Quantera) und die Auger-Elektronenspektroskopie (AES, PHI660-System) wurden durchgeführt, um die Zusammensetzung und Dotierung mit Verunreinigungen in der h-BN-Monoschicht zu bestätigen. Zur Bestimmung der elektronischen Austrittsarbeit von h-BN-Filmen wurde UPS (Thermo Fischer, ESCALAB Xi+) eingesetzt. Die Transmissionselektronenmikroskopie (TEM)-Untersuchung wurde mit einem FEI Talos F200s Feldemissionselektronenmikroskop durchgeführt. Die elektrische Messung der IV-Kurve wurde an einer Sondenstation mit einem Keithley 2450-System durchgeführt. Die Kapazitätsspannungsmessung wurde in einem Halbleiterparameteranalysator (Tektronix, 4200A-SCS) durchgeführt.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage bei den entsprechenden Autoren erhältlich.

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Diese Arbeit wurde teilweise vom National Key Research and Development Program (2016YFB0400800), der National Natural Science Foundation (62074133, 61974124, 62135013 und 11804115) und den Wissenschafts- und Technologieprogrammen der Provinz Fujian (2021H0001) in China unterstützt.

Diese Autoren haben gleichermaßen beigetragen: Shiqiang Lu, Peng Shen.

Fujian Key Laboratory of Semiconductor Materials and Applications, CI Center for OSED, College of Physical Science and Technology, Xiamen University, Xiamen, 361005, China

Shiqiang Lu, Peng Shen, Hongye Zhang, Guozhen Liu, Bin Guo, Yehang Cai, Han Chen, Feiya Xu, Fuchun Xu, Xiaohong Chen, Duanjun Cai und Junyong Kang

Fachbereich Physik, School of Science, Jimei University, Xiamen, 361021, China

Tongchang Zheng

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SQL und PS haben gleichermaßen zu dieser Arbeit beigetragen und sollten als Co-Erstautoren betrachtet werden. SQL, PS und DJC konzipierten die Idee, entwarfen die Experimente und schrieben das Manuskript. SQL und PS führten First-Principles-Simulationen durch. SQL und HYZ führten das epitaktische Wachstum durch. SQL, GZL und BG führten die Gerätefertigung durch. SQL, GZL, YHC, HC und FYX führten die Charakterisierung und Messung aller Proben durch. FYX, TCZ, FCX, XHC und JYK beteiligten sich an der Datenanalyse. Alle Autoren diskutierten die Ergebnisse und kommentierten das Manuskript.

Korrespondenz mit Duanjun Cai.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature Communications dankt Robert Kudraweic und dem anderen, anonymen Gutachter für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit. Peer-Reviewer-Berichte sind verfügbar.

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

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 ursprünglichen Autor(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

Lu, S., Shen, P., Zhang, H. et al. Auf dem Weg zur n-Leitfähigkeit in hexagonalem Bornitrid. Nat Commun 13, 3109 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-30762-1

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Eingegangen: 14. Februar 2022

Angenommen: 12. Mai 2022

Veröffentlicht: 03. Juni 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-30762-1

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