第一性原理研究MoS₂/VS₂横向异质结的磁性及其调控

First-Principles Study of the Modulation of Magnetism of MoS₂/VS₂ Lateral Heterostructures

摘要: 过渡金属硫化物具有多样化的物理化学性质，是十分具有应用潜力的二维材料，尤其是MoS₂备受关注，但单层MoS₂无本征磁性很大程度上限制了其应用，构建异质结是调控MoS₂磁性的可行方法之一。本文采用基于密度泛函理论的第一性原理计算研究了横向MoS₂/VS₂异质结的原子结构和磁性以及其本征空位(Mo、V和S空位)对其磁性的影响规律。我们的DFT+U计算表明MoS₂/VS₂横向异质结界面处的原子有较大的驰豫，且MoS₂/VS₂异质结为磁性半金属。本征空位能一定程度上改变MoS₂/VS₂异质结的磁性，其中Mo空位和V空位的存在使得MoS₂/VS₂异质结变为磁性金属，S空位使MoS₂/VS₂异质结超胞的总磁矩增加了$2.0{\mu }_B$ ，Mo空位和V空位分别使MoS₂/VS₂异质结超胞的总磁矩降低了$3.79{\mu }_B$ 和$2.96{\mu }_B$ 。

Abstract: Transition metal dichalcogenides (TMDs) exhibit diverse physical and chemical properties, making them highly promising two-dimensional materials for various applications. In particular, MoS₂ has attracted significant attention, but its lack of intrinsic magnetism largely limits its utility. Heterostructures may serve as a potential method to modulate the magnetic properties of MoS₂. The atomic structures and magnetic properties of MoS₂/VS₂ lateral heterostructure, together with the modulation effects of intrinsic vacancies (Mo, V, and S vacancies) on the magnetism of MoS₂/VS₂ lateral heterostructure have been investigated by means of first-principles calculations based on density functional theory (DFT) in this study. Our calculations reveal that the atoms located at the interfacial sites possess more significant relaxation compared with those far from interface and MoS₂/VS₂ heterostructure was predicted to be a half metal based on our DFT + U calculation. The magnetism of MoS₂/VS₂ heterostructure can be modulated by intrinsic vacancies. Both Mo vacancy and V vacancy can induce the transform of MoS₂/VS₂ heterostructure from half metal to metal, and reduce the total magnetic moments of the supercell by $3.79{\mu }_B$ and $2.96{\mu }_B$ , respectively. S vacancies increase the total magnetic moment of the supercell by $2.0{\mu }_B$ .

1. 引言

自从2004年石墨烯首次被机械剥离法制成[1]，证实了二维材料可以独立且稳定的存在。随后科研人员相继发现了六方氮化硼(h-BN)、过渡金属硫化物(Transition metal dichalcogenides, 以下简称TMDs)、过渡金属氮化物和碳化物、黑磷、硼烯等二维材料，其中以过渡金属硫化物为典型代表。TMDs通常涉及过渡金属元素(Mo、W、V等)与硫族元素(S、Se、Te)之间的键合，形成各种晶体结构和电子性质。MoS₂作为TMDs中的典型代表已被广泛研究[2] [3]，二维MoS₂是典型的三明治层状结构，S-Mo-S分层交替呈现[2]，在纳米电子学、柔性透明材料、太阳能电池、储存器和晶体管等领域具有广泛的应用。

但原始单层MoS₂本质上没有磁性，需要开发有效诱导和操纵磁性的方法，以促进磁性单层MoS₂在低维自旋电子器件中的使用。众所周知，由于生长过程的不完美性，空位缺陷在化学生长的二维材料中特别明显[4]-[7]，且空位对石墨烯和氮化硼的磁性有着显著影响，这提供了调节二维材料磁性的有效方法。但MoS₂与石墨烯的空位诱导自旋极化不同，含Mo空位和S空位的单层MoS₂也是非磁性的，如在化学气相沉积法(chemical vapor deposition, CVD)中生长的单层MoS₂中通常观察到单硫空位和二硫空位等，均不能在单层MoS₂中引入磁性[7]。

异质结结构已成为现代半导体工业的不可或缺的关键要素，在高速电子器件和光电子器件领域中发挥着至关重要的作用[8] [9]。二维单层材料可以以垂直堆叠方式构建范德华异质，也可在平面内无缝连接形成横向异质结。研究表明，范德华异质结展现出诸多新颖的物理特性，且已发展出多种有效的性能调控方法，横向异质结也可能产生令人兴奋的独特物理性质和应用前景[10] [11]，尤其是TMDs异质结得到了很好的发展，如光探测器[12]、高迁移率晶体管[13]等。

目前，利用溶剂过程和化学气相沉积技术[14]已制备出了20多种二维异质结。Chen等人通过硫磺气体驱动和高温退火成功通过一步生长成功制造了MoS₂/MoSe₂外延异质结[15]。Gong等人通过两步CVD方法生长出了WSe₂/MoSe₂异质结，其结构大小可达到169 μm，且具有相对较高的量子效率[16]。Zhang等人采用常压化学气相沉积法，以芳香族分子作为晶种促进剂，直接合成了单层横向异质结MoS₂/WS₂和MoSe₂/WSe₂ [17]。Lee等人在SiO₂衬底上直接合成了界面清晰的大尺寸横向MoS₂/WS₂异质结单分子膜，尺寸可达160 μm，且具有良好的整流特性[18]。CVD生长技术的不断发展使各种二维异质结的尺寸、层数、堆叠或合并模式、扭曲角度和空间分布等具有高可控性，为未来应用提供奇妙的属性。虽然目前对二维材料异质结的研究已经取得了重要进展，但是该领域仍然有许多挑战，人们对于二维材料异质结的特性有许多期待。本文选取了晶格常数接近的半导体MoS₂单层和磁性半导体VS₂单层构筑异质结，采用第一性原理计算方法系统地研究了MoS₂/VS₂横向异质结的结构和电子性质，并且在此基础上研究了本征空位对异质结磁性性质的影响。

2. 计算方法

我们的计算使用基于密度泛函理论的第一性原理计算包VASP [19] [20]，赝势的选取为投影缀加平面波(简称PAW)。计算参数中K点网格等效于对MoS₂和VS₂单层原胞为15 × 15 × 1，平面波截断能为500 eV，力的收敛标准为0.01 eV/Å，能量收敛标准为为1 × 10⁻⁵ eV。针对过渡金属原子V，Hubbard模型用于描述其电子间的强相互作用[21]。DFT + U计算中V原子的U值根据Cococcioni and Gironcoli提出的线性响应方法[22]获得有效U_eff值为3.4 eV，所有的计算都是自旋极化的。在z方向(垂直于异质结平面的方向)使用15 Å的真空层，以避免在非周期方向的相互作用。

3. 结果和分析

3.1. MoS₂/VS₂横向异质结的原子结构及磁性

由于VS₂单层在室温下稳定于其2H结构[23]，我们选取MoS₂和VS₂的2H结构构筑平面异质结。我们的计算结果表明单层MoS₂的晶格常数为3.183 Å，单层VS₂的晶格常数3.175 Å，与已有的研究结果相吻合[24]。虽然他们两个的晶格常数比较相近，但是S-Mo-S和S-V-S的原子层高不同，S-Mo-S原子层高3.126 Å，S-V-S原子层高是3.023 Å。为了与后期MoS₂/VS₂横向异质结的性质作比较，我们计算了单层MoS₂和VS₂的电子结构。结算结果表明单层MoS₂是带隙大约为1.58 eV的半导体。而单层VS₂是带隙约为0.40 eV的磁性半导体，每个V原子的磁矩为$1.38{\mu }_B$ ，每个S原子的磁矩为$-0.17{\mu }_B$ ，VS₂原胞的总磁矩为$1.00{\mu }_B$ ，这个计算结果是与早期清华大学Duan教授课题组的计算结果相吻合[24]。

由于两晶胞的晶格适配小于0.3%，为了方便计算，我们以a = 3.183 Å，$b=\sqrt{3}a$ 为基础构建了矩形的新的原胞模型，如图1所示。以此矩形原胞为基础，构建了MoS₂单元数目和VS₂单元数目的化学计量比为一比一的(VS₂)_n/(MoS₂)_n(n = 1 − 7)横向异质结结构，并对这些超胞进行了结构优化。为了找到最稳定的异质结的原子结构，我们计算了(VS₂)_n/(MoS₂)_n(n = 1 − 7)异质结超胞的形成能(${{\rm E}}_f$ )，计算公式为：

$E_f=\frac{E_{总}-n\left(E_{{\text{MoS}}_{\text{2}}}+E_{{\text{VS}}_{\text{2}}}\right)}{n}$ (1)

其中${{\rm E}}_{总}$ 为优化后异质结超胞的总能量，n为超胞中MoS₂单元或VS₂单元的数目，$E_{{\text{MoS}}_{\text{2}}}$ 和$E_{{\text{VS}}_{\text{2}}}$ 分别为单个MoS₂和VS₂晶胞的能量。图2给出了计算得到的形成能随n的变化趋势，可见随着超胞的不断增加，MoS₂/VS₂异质结的形成能在不断地降低，由于超胞尺寸会影响计算的效率，考虑到n = 5的形成能与n = 6和n = 7的形成能相差已经小于0.01 eV，因此我们选择了(VS₂)₅/(MoS₂)₅横向异质结超胞(标注为MoS₂/VS₂)作为后面的研究结构，如图1所示。

在单层MoS₂或VS₂中Mo-S的键长为2.412 Å，V-S的键长为2.360 Å，而在优化后的MoS₂/VS₂异质结结构中，界面处Mo-S的键长变为了2.409 Å或2.417 Å，V-S的键长变为了2.350 Å。除了键长的改变之外，我们还发现S-Mo-S和S-V-S层间距也有变化，如图1中下图所示，相对单层MoS₂和VS₂，S-Mo-S层间距有微小的增大0.004 Å，而S-V-S层间距减小了0.012 Å，这是由于纯净单层MoS₂和VS₂的原子层间距不同引起的。这些结构的改变势必会引起MoS₂/VS₂横向异质结不同于单层MoS₂或VS₂的电子性质。

Figure 1. Top view (upper panel) and side view (lower panel) of atomic structure of relaxed (MoS₂)₅/(VS₂)₅ lateral heterostructure. The rescaled unit cell of MoS₂ monolayer is indicted by rectangle in dashed line

图1. (MoS₂)₅/(VS₂)₅横向异质结的原子结构，上图为俯视图，下图为侧视图。计算用的MoS₂单层原胞由矩形框所示

Figure 2. Formation energy of (MoS₂)_n/(VS₂)_n lateral heterostructure as a function of n

图2. (MoS₂)_n/(VS₂)_n横向异质结的形成能随n的演化

我们计算了图1所示的MoS₂/VS₂横向异质结总的自旋能态密度以及界面处的Mo、V以及S原子(图1中分别标记为Mo、V、S1、S2)的局域自旋能态密度，计算结果如图3所示。我们发现总的能态密度(图3(a))自旋向上通道和自旋向下通道明显不对称，说明MoS₂/VS₂横向异质结具有磁性，其自旋向上态密度在费米能级处没有分布，带隙大约为0.20 eV，而自旋向下通道在费米能级处有较小的分布，表明MoS₂/VS₂横向异质结具有半金属性。为了找出MoS₂/VS₂异质结的磁基态，我们计算了异质结的磁能(ΔΕ_m)：ΔΕ_m = Ε_FM = Ε_AFM。其中Ε_FM为铁磁态的能量，Ε_AFM为反铁磁态的能量。计算结果为ΔΕ_m = −0.242 eV，这说明FM的能量比AFM能量低0.242 eV，也就是说MoS₂/VS₂异质结具有铁磁性。为了找出异质结磁性的起源，我们画出了图1中所标注的界面处的Mo、V、S原子的局域自旋能态密度(图3(b))。由图可以看出V原子、Mo原子、S原子的度自旋向上和向下的自旋能态密度均不对称，说明了V、Mo和S原子都具有磁性，这种不对称的程度是与他们的原子磁矩相匹配的(由表1所示V原子的磁矩比较大，Mo和S原子磁矩比较小)。我们的计算还表明，MoS₂/VS₂异质结超胞的总磁矩为$10.00{\mu }_B$ ，异质结界面处的中V原子的磁矩为$1.52{\mu }_B$ ，比VS₂单层中V原子的磁矩要大$0.14{\mu }_B$ ，远离界面的V原子的磁矩为$1.34{\mu }_B$ ，与VS₂单层中V原子的磁矩相差不大，这是由于界面处V原子的局域原子结构与单层结构不同引起的，而界面处的Mo原子具有微小的磁矩为大约为$0.10{\mu }_B$ 。

Figure 3. Total (a) and local (b) spin-polarized density of states (DOS) of MoS₂/VS₂ heterostructure

图3. MoS₂/VS₂异质结结构的(a) 总自旋能态密度和(b) 局域自旋能态密度

为了更直观地展示MoS₂/VS₂异质结中的磁矩分布情况，我们画出了异质结的自旋密度图(图4(a))。自旋密度定义为自旋向上和自旋向下的电子密度之差差：$\text{Δ}\rho ={\rho }_{up}-{\rho }_{down}$ 。由图4(a)看出异质结的磁性主要来源于V原子，界面处Mo原子和S原子仅仅有微小的贡献，还可以看出界面处的V原子自旋电子密度分布比远离界面处的V原子的小，这是与我们计算得到的V原子的磁矩相吻合的(表1)，这种差异主要是因为两者的局域原子结构不同引起的。

Figure 4. (a) Spin density and (b) charge density difference of MoS₂/VS₂ heterostructure, Isosurface level is 0.005 e/ų

图4. MoS₂/VS₂横向异质结的(a) 自旋电子密度，(b) 电荷差分密度Isosurface level为0.005 e/ų

为了更好地表征出MoS₂/VS₂异质结中MoS₂和VS₂的结合作用，我们计算了异质结的差分电荷密度，差分电荷密度计算公式为：

${\rho }_{dif}={\rho }_{总}-{\rho }_{{\text{MoS}}_{\text{2}}}-{\rho }_{{\text{VS}}_{\text{2}}}$ (2)

其中${\rho }_{总}$ 为MoS₂/VS₂异质结超胞的总电荷密度，${\rho }_{{\text{MoS}}_{\text{2}}}$ 为同一超胞中MoS₂的电荷密度，${\rho }_{{\text{VS}}_{\text{2}}}$ 为同一超胞中VS₂的电荷密度。图4(b)表示了异质结的差分电荷密度，由图可以看出由于异质结的形成电荷密度重新分布主要集中于界面处的Mo、V和S原子，正是由于这种电荷密度的重新分布导致了界面处原子的能态密度、自旋磁矩与远离界面处的原子不同。

Table 1. Total magnetic moment (M_tot) and atomic magnetic moments of atoms located at the interface/vacancy sites (M_V, M_Mo, M_S) in MoS₂/VS₂ lateral heterostructure

表1. MoS₂/VS₂横向异质结的总磁矩M_tot和界面处或者空位附近原子的磁矩

	Clean	Mo空位	V空位	S空位
总磁矩Mtot (µB/cell)	30.00	26.21	27.04	32.00
V原子MV (µB/atom)	1.52, 1.39, 1.42	1.17, 0.56	1.59, 0.76, 1.51, −0.90	1.93, 1.84
Mo原子MMo (µB/atom)	0.03	0.10	−0.06, 0.18	0.06
S原子MS (µB/atom)	−0.18, −0.17	−0.17, −0.11	−0.20, 0.04, −0.09	−0.17, −0.20

3.2. MoS₂/VS₂横向异质结的稳定性

实验上主要依赖于外延生长技术制备二维平面过渡金属硫化物异质结，其中两步及多步化学气相沉积法能制备出高质量、大尺寸的WS₂/MoS₂、MoSe₂/WSe₂、WS₂/MoSe₂等平面异质结。在制备的过程中，样品常被加热至一定的温度，因此我们利用第一性原理分子动力学(AIMD)模拟了600 K温度下，MoS₂/VS₂平面异质结的结构变化。我们利用前期0 K下优化出的MoS₂/VS₂平面异质结结构(图1所示)扩胞后的超胞作为初始结构(图5所示)进行分子动力学模拟。

Figure 5. Energy and temperature evolution of MoS₂/VS₂ lateral heterostructure as a function of simulation time

图5. MoS₂/VS₂横向异质结的能量和温度随模拟时间的演化曲线图

在Nosé-Hoover恒温器下对该结构进行加热，模拟过程中利用标准Verlet算法积分牛顿方程。模拟时间间隔为1飞秒(fs)，共模拟了10000步，总的时间为10皮秒。图5给出了温度和总能量随时间的演化，系统能量并未出现过大的振荡，且从模拟的始末结构(图5中嵌入的结构图)可以看出，MoS₂/VS₂横向异质结的原子结构没有很明显的扭曲和断键情况，说明该异质结在600 K显示出了较高的稳定性。

3.3. 本征空位对MoS₂/VS₂横向异质结磁性的影响

为研究空位对MoS₂/VS₂异质结结构的影响，在包含180个原子的超胞的基础上删除一个Mo原子、S原子或V原子，得到含空位的MoS₂/VS₂异质结的初始结构。我们研究了界面处、靠近界面和远离界面的各种空位位置，优化出了包含一个Mo、V和S空位的能量最低、最稳定的异质结构型(图6所示)。其中界面处的Mo空位是在所考虑的所有Mo空位结构中最稳定的(图6(a))，V空位在与界面近邻处时结构最稳定(图6(b))，S空位最稳定的结构则位于界面处V与其临近的V原子之间的位置(图6(c)方框处)，这是因为VS₂中S空位的形成能比MoS₂中的形成能要低(如表2所示)。

Figure 6. Relaxed structure of MoS₂/VS₂ heterostructure with a (a) Mo, (b) V, and (c) S vacancy

图6. 计算得到的含(a) Mo空位、(b) V空位、(c) S空位的MoS₂/VS₂横向异质结结构

为了研究异质结中形成不同本征空位的可能性，我们计算了三种空位的形成能$E_{\text{f}\_\text{vac}}$ ，其计算公式为：$E_{\text{f}\_\text{vac}}=E_0-E_{\text{vac}}-E_{\text{atom}}$ 。其中$E_0$ 为MoS₂/VS₂异质结超胞、MoS₂单层或者VS₂单层超胞的能量，$E_{\text{vac}}$ 是包含Mo空位、V空位或者S空位的MoS₂/VS₂异质结、MoS₂单层或者VS₂单层超胞的能量，$E_{\text{atom}}$ 则为单个S原子、Mo原子或者V原子在15 Å × 15 Å × 15 Å大超胞中的能量，计算结果列在表2中。

Table 2. Vacancy formation energy ($E_{\text{f}\_\text{vac}}$ ) of MoS₂/VS₂ heterostructure, MoS₂ and VS₂ monolayer

表2. MoS₂/VS₂横向异质结、MoS₂和VS₂单层的空位形成能

	S空位	Mo空位	V空位
MoS2/VS2异质结(eV)	−5.07	−19.15	−8.22
MoS2单层(eV)	−6.66	−17.76
VS2单层(eV)	−4.82		−11.23

从表2中可见，在三种本征空位中S空位最容易形成(形成能绝对值最小)，Mo空位最难形成(形成能绝对值最大)，并且异质结中S空位的形成能比单层MoS₂中的形成能要小1.59 eV，但是比VS₂单层中S空位的形成能要略大0.25 eV，说明实验上在MoS₂/VS₂横向异质结中比单层MoS₂更容易形成S空位。MoS₂/VS₂异质结中Mo空位的形成能比单层的MoS₂中的形成能要大，说明Mo空位在异质结中更难形成。MoS₂/VS₂异质结中V空位的形成能要比单层VS₂中形成能要小3.01 eV，且比异质结中Mo空位的形成能要小10.93 eV，这说明异质结中V空位更容易形成。针对以上得到的最稳定含空位的MoS₂/VS₂异质结，我们计算了这些构型的电子结构，包括总的能态密度以及空位附近的Mo、V和S原子的(图6标出)局域自旋能态密度。

图7 (a1~a3)是含Mo空位的MoS₂/VS₂异质结总的自旋能态密度和局域自旋能态密度，由图可以看出总能态密度、Mo空位附近的Mo、V和S原子局域自旋能态密度自旋向上和自旋向下显然不对称，Mo空位并没有破坏异质结的磁性，Mo空位处的Mo、V和S原子都具有磁性。总能态密度(图7 (a1))可以得知，Mo空位的存在导致MoS₂/VS₂异质结由半金属转变为金属。由Mo空位MoS₂/VS₂异质结结构的自旋密度(图8(a))可以看出异质结的磁性主要来源于V原子和空位处的S原子，界面处的Mo原子仅有微小的贡献，并且Mo原子的原子磁矩相对纯净MoS₂/VS₂异质结的磁矩有较明显的增大，与我们计算得到的界面处的原子磁矩相吻合的(表1所示由$0.03{\mu }_B$ 增大为$0.10{\mu }_B$ )，而界面处的S原子的磁矩相对于纯净MoS₂/VS₂异质结是减小，Mo空位临近的一个V原子磁矩显著减小，减小为$0.56{\mu }_B$ ，导致超胞的总磁矩从纯净异质结的$30.00{\mu }_B$ 减小为$26.2{\mu }_B$ 。

Figure 7. Total and local spin-polarized density of states (DOS) of the MoS₂/VS₂ lateral hetero structure with a (a1~a3) Mo vacancy, (b1~b3) V vacancy and (c1~c3) S vacancy

图7. 含(a1~a3)Mo空位、(b1~b3) V空位、(c1~c3) S空位的MoS₂/VS₂横向异质结的总能态密度和局域能态密度

图7 (b1~b3)是含V空位的MoS₂/VS₂异质结总的自旋能态密度和局域自旋能态密度，可以明显看出，与Mo空位相似，含V空位的MoS₂/VS₂异质结转变为磁性金属。由含有V空位的MoS₂/VS₂异质结的自旋密度(图8(b))可以看出异质结的磁性主要来源于V原子和S原子，需要注意的是在空位附近靠近MoS₂区域的一个V原子(图8(b)中圈出)的磁矩由原来的自旋向上转化为自旋向下，且磁矩减小为$-0.90{\mu }_B$ ，这是由于其临近的Mo原子(磁矩为$0.18{\mu }_B$ )和S原子(磁矩为$0.04{\mu }_B$ )具有自旋向上的磁矩。我们还发现V空位附近的靠近VS₂区域的S原子磁矩增大为$-0.20{\mu }_B$ ，这是由于与该S原子相关的一个V-S键长相比较纯净异质时增大了0.01 Å，而另一个V-S键却减小0.013 Å，导致V-S-V键角相对于纯净异质结时增大了11.23˚，结构的扭曲导致S原子磁矩有较大的改变。总的效果是含V空位的异质结的总磁矩为$27.04{\mu }_B$ ，相对纯净时减小了$2.96{\mu }_B$ 。

Figure 8. Spin density of MoS₂/VS₂ lateral heterostructure with a (a) Mo vacancy, (b) V vacancy and (c) S vacancy, Isosurface level is 0.005 e/ų

图8. 含(a) Mo空位 (b) V空位(c) S空位的MoS₂/VS₂横向异质结的自旋电子密度，Isosurface level为0.005 e/ų

图7 (c1~c3)为含S空位的MoS₂/VS₂异质结总的自旋能态密度和局域自旋能态密度，由总的能态密度可以看出自旋向上和自旋向下的能态密度是不对称的，且自旋向上的能态密度有较小的带隙，大约为0.21 eV，但其自旋向下表现出金属性，这表明与Mo空位和V空位不同，S空位并未改变MoS₂/VS₂异质的半金属性，含S空位的MoS₂/VS₂异质结在自旋过滤器领域有潜在的应用。由图还可以明显看出S空位处的Mo、V和S原子自旋向上和自旋向下的自旋态密度显然也是不对称的，S空位处的Mo、V和S原子都具有磁性，其原子磁矩列在表1中。图8(c)显示了含S空位的MoS₂/VS₂异质结结构的自旋密度图，可以看出磁性主要来源于V原子、S原子，界面处的Mo原子仅有微小的贡献，并且S空位附近V原子的磁矩相对于纯净界面的有明显的增大(从$1.52{\mu }_B$ 增大到$1.93{\mu }_B$ 或$1.84{\mu }_B$ )，Mo原子的磁矩也有轻微的增大，从而超胞总磁矩增大为$32.0{\mu }_B$ 。

由以上的讨论结果可见，Mo、V和S三种本征空位的存在均能一定程度上影响MoS₂/VS₂横向异质结的磁性，其中Mo空位和V空位能使MoS₂/VS₂异质结超胞的总磁矩减小，而S空位则使MoS₂/VS₂异质结超胞的总磁矩增大。磁性都主要来源于V原子和空位附近的S原子和Mo原子。Mo空位和V空位使得MoS₂/VS₂异质结从其半金属性转变为金属性，而含S空位的MoS₂/VS₂异质结则保持了半金属性(但是带隙减小了0.20 eV)，说明了纯净异质结和含S空位的异质结在自旋过滤方向有潜在的应用。

4. 结论

本文利用基于密度泛函理论的第一性原理方法研究了MoS₂/VS₂横向异质结的原子结构和磁性性质，并对MoS₂/VS₂横向异质结采用了本征空位(Mo、V、S空位)来调控其磁性。研究结果表明MoS₂/VS₂横向异质结界面处的原子较远离界面处的原子又较大的原子驰豫，且MoS₂/VS₂横向异质结为半金属。本征空位能一定程度上改变MoS₂/VS₂横向异质结的磁性，Mo空位和V空位均能使MoS₂/VS₂横向异质结由半金属转变为磁性金属，而且Mo空位和V空位分别使MoS₂/VS₂横向异质结超胞的总磁矩降低了$3.79{\mu }_B$ 和$2.96{\mu }_B$ 。S空位不改变MoS₂/VS₂横向异质结的半金属性，仅使超胞的总磁矩增加了$2.0{\mu }_B$ 。这些变化与空位处的键长、键角扭曲相关。因此MoS₂/VS₂横向异质结、含S空位的MoS₂/VS₂横向异质结在自旋过滤器领域有潜在应用。

NOTES

^*通讯作者。