Atomistik av ånga-vätska-fast nanotrådstillväxt | naturkommunikation

Atomistik av ånga-vätska-fast nanotrådstillväxt | naturkommunikation

Anonim

ämnen

  • Atomistiska modeller
  • Nanotrådar
  • halvledare

Abstrakt

Ånga-vätska-fast väg och dess varianter används rutinmässigt för skalbar syntes av halvledande nanotrådar, men de grundläggande tillväxtprocesserna förblir okända. Här använder vi atomberäkningar baserade på modellpotentialer för att studera stabiliteten och tillväxten av guldkatalyserade kisel-nanotrådar. Jämviktsstudier upptäcker segregering vid den fastliknande ytan på katalysatpartikeln, en flytande AuSi-dropp och ett kiselrikt dropp-nanowire-gränssnitt inneslutet av heterogena trunkerande fasetter. Övermättnad av dropparna leder till snabb endimensionell tillväxt på de avkortande fasetterna och mycket långsammare kärnbildningskontrollerad tvådimensionell tillväxt på huvudfasiten. Ytdiffusion undertrycks och överskottet av Si-flöde inträffar genom droppvolymen som tillsammans med det Si-rika gränssnittet och kontaktlinjen sänker kärnbildningsbarriären på huvudfacetten. Det påföljande stegflödet modifieras genom Au-diffusion bort från stegkanterna. Vår studie belyser viktiga gränssnittsegenskaper för morfologisk och sammansättningskontroll av halvledande nanodråksuppsättningar.

Introduktion

Ett karakteristiskt drag för ånga-vätska-fast (VLS) -vägen för nanotrådsyntes är närvaron av en katalysatorpartikel, vanligtvis en droppe, som förmedlar massöverföringen från ångfas-föregångaren till den växande nanowiren 2, 3, 4, 5 6, 7 . Tekniken demonstrerades framgångsrikt på 1960-talet i samband med kristallin whisker-tillväxt 2 och har blivit alltmer relevant för sent eftersom den erbjuder direkt kontroll över nanowire-sammansättning och morfologi, aspekter av kritisk betydelse i flera nanowire-baserade applikationer 8, 9, 10 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19 . De framträdande särdragen kan lätt ses i den schematiska illustrationen i fig. La (inlägg). En eutektisk droppe med låg smältning övermättas efter nedbrytning av prekursorgasen på dess yta. Förbi en kritisk punkt resulterar kristallisation vid gränssnittet dropp-nanowire i spetstillväxt. Droppen fungerar sedan som en ledning för en-dimensionell (1D) kristalltillväxt med diametrar som är inställda på dess dimensioner.

Image

( a ) Massfasdiagram för det Au – Si-binära systemet som förutses av de inter-atomära interaktioner som används i denna studie (helt svart linje) och storlekskorrigering till modelldiagrammet

Image
(solid röd cirkel) baserat på dubbelt avslutade SiNW-beräkningar som visas i b . Den helt grå linjen är det experimentella bulkfasdiagrammet som visas för jämförelse (inlägg). Schematisk illustrering av VLS-vägen för SiNW nanowire-syntes. ( b, vänster) Atomkonfiguration av en ekvilibrerad 10-nm lång SiNW täckt med katalysatorpartiklar i båda ändarna. (höger) Skivan i mitten av sektionen genom droplet-nanowire-systemet som avslöjar formen på dropparna och den fasetterade naturen hos den solida nanowire. Blekgul är fast kisel, och röd och ljusgul indikerar flytande Si respektive Au. För konsistens bevaras färgschemat för atomplottarna och densitetsprofilerna i de återstående figurerna.

Bild i full storlek

Den legerade partikelns atomära skalstruktur, energikraft och dynamik påverkar direkt morfologin och sammansättningen av de odlade nanotrådarna, men de rådande idéerna fortsätter att baseras på kontinuum 13, 15, 20, 21, 22, 23, 24, 25 Som ett exempel är guldkatalyserad tillväxt av kisel-nanotrådar ett väl studerat system men ändå är morfologin och sammansättningen av gränssnittet mellan partiklar och nanowire okänd. Grundläggande kristalltillväxtparametrar såsom den storlekberoende jämviktssammansättningen

Image
över vilken droppen avvisar överskottet kisel på nanotråden förblir okänd; kontinuummodeller ignorerar effekten av segregering och relaterade gränssnittfenomen. Sådana mikroskopiska särdrag modifierar droppmorfologin genom balans mellan gränsytespänning vid kontaktlinjen, som i sin tur dynamiskt reglerar den kemiska potentialskillnaden mellan de två faserna, eller drivkraften för tillväxt. På samma sätt förblir de atomära processerna som upprätthåller tillväxten av nanotråden okända. Det stabila tillståndet begränsas av reduktion av prekursorgasen på droppytan 26 och det tvådimensionella (2D) kärnbildningsbegränsade stegflödet vid droppen-nanowire-gränssnittet 27, 27 . Att förstå samspelet med dynamiken som matar tillväxten av kärnorna är avgörande för sammansättningskontroll av det odlade nanotråget 17, 29, 30, 31 och kräver en atomistisk förståelse av partikelbeteendet nära jämvikt.

Vi fokuserar uteslutande på en liten diameter på 2 R = 10 nm,

Image
111
Image
kisel-nanotråd som växer isotermiskt över den eutektiska temperaturen vid T = 873 K. Både experiment och ab-initio beräkningstekniker är handikappade för att få åtkomst till de rumlig-temporala skalorna som är förknippade med den energiska och tredimensionella (3D) dynamiken under tillväxt 32, 33, 34 . Vi fångar dessa processer i deras fulla komplexitet genom att använda atomistiska simuleringar baserade på ett vinklat inbäddat atom-metod (AEAM) ramverk för att beskriva hybrid metallisk-kovalenta interaktioner 35 . De beräknade ytorna av ekvilibrerade isolerade droppar är ordnade och Si-rika, men ändå dekorerade av en submonolayer från Au. Ytstrukturen leder till tröga atommobiliteter så att det mesta av överskottet av Si-flöde under tillväxt riktas genom droppmassan. Studier av SiNW med droppklädda lock visar att gränssnittet med fast-vätska återigen är Si-rikt och sidoväggarna i nanowire är dekorerade av Au monolayers. Notera är gränssnittsmorfologin som består av en huvudfasett som trunker till mindre trappliknande, trappade fasetter vid kontaktlinjen. Den senare växer snabbt på 1D-sätt medan kristallisation på huvudfasiten fortskrider via kärnbildning av 2D-öar, som sedan växer via stegflöde. Intressant nog begränsas stegens rörelse av Au-spridning i dropparna och / eller nanowire-sidoväggarna. Studier med olika nivåer av övermättnad av droppar ger kärnbildningsbarriären, som är lägre än den för homogen kärnbildning på ett plant Si (111) –AuSi-gränssnitt, som belyser den kombinerade rollen för segregering, atomdiffusiviteter och gränssnittsmorfologi för att reglera nanowire-tillväxt.

Resultat

Storlekskorrigerad liquiduskomposition

Vi kvantifierar först jämviktstillståndet i legeringssystemet genom att extrahera liquiduskompositionen,

Image

(2 R , T = 873 K). Vi fångar effekten av gränssnittet mellan fast och vätska och kontaktlinjen genom att extrahera jämviktstillståndet med en diameter på 2 R = 10 nm,

Image
111
Image
SiNW täckt av en droppe i varje ände. Geometrien tillåter nanotråden att fungera som en källa / sjunka när dropparna anpassar sig till den storlek- och morfologiberoende liquiduskompositionen. Startkonfigurationen består av en nanotråd med ett hexagonalt tvärsnitt avgränsat av {112} -liknande sidoväggsfasetter (Metoder). I synnerhet har vi utfört separata beräkningar för SiNW: er med {110} och {112} sidoväggsfasetter. Valen motiveras av tidigare experiment som har visat att sidoväggarna kan vara en blandning av {112} och {110} fasetter 14, 36 . Figur Ib visar atomkonfigurationen av det jämviktade SiNW-systemet, i detta speciella fall begränsat av {110} fasetter. Vi ser omedelbart bildandet av en Au-submonolayer på sidoväggarna, i överensstämmelse med tidigare experimentella observationer 37 . Tvärsnittet bibehåller sin sexfaldiga symmetri. Liknande beteende observeras i simuleringar av SiNW med {112} familj av fasetter, vilket antyder att de två ytorna är energiskt ganska nära; vi observerar inte deras samexistens 14, 36 . Detta är inte överraskande eftersom den termodynamiska formen i sig är storleksberoende 38 och diametrarna för de syntetiserade SiNW: erna är mycket större. Facetten {112} är instabil för Au-täckningar som vanligtvis observeras under nanowire-tillväxten 14, men vi observerar inte axialtandningar på grund av de små nanowire-längderna. Vi kan inte heller utesluta effekterna av ytspänningar vid dessa små storlekar 39, eftersom de kan ändra den relativa stabiliteten mellan {110} och {112} fasetter. Den genomsnittliga sammansättningen inom det inre av de tappande dropparna är
Image
( 2R ) = 0, 46 och indikeras på fasdiagrammet i fig. La. Den storlekskorrigerade övermättnaden med avseende på bulk liquidus-sammansättningen är
Image
och motsvarande underkylning Δ T ≈18 K.

Ytsegregation, beställning och kinetik

Sammansättningen av de täckande dropparna är olikformig och vi avkopplar yteffekterna genom att först studera isolerade droppar vid

Image

. Atomkonfiguration av en midsektion genom en ekvilibrerad droppe visas i fig. 2a. Den olikformiga kompositionen uppstår huvudsakligen på grund av ytsegregering. Detaljer extraheras med hjälp av normaliserade densitetsprofiler

Image
ritad som en funktion av avståndet r från droppens masscentrum (fig. 2b). Den totala profilen (mörk solid linje) har en väldefinierad topp vid ytan vilket tyder på en fastliknande ytstruktur. De multipla växlande topparna i Au- och Si-profilerna indikerar en Si-rik underyta dekorerad av en submonolayer av Au. Även om Si-segregeringen överensstämmer med experiment på eutektiska AuSi-tunnfilmer 40, har inte Au-submonolayer rapporterats tidigare.

Image

( a ) Midsektion genom en atomplott i ett 32 000-atoms AuSi-system jämviktat vid modell liquidus-sammansättningen

Image
. Radiell variation av ( b ) ensemblets genomsnittliga och normaliserade densitetsprofil
Image
för det kombinerade systemet (massiv mörk linje) och för Au och Si, såsom indikerats, och ( c ) ensemblet medelvärde diffusiviteter av Au och Si, D Au / Si ( r ), extraherade från jämvikt MD-simuleringar av dropparna. De streckade linjerna i c motsvarar bulkdiffusiviteterna extraherade från simuleringar på ett jämviktat bulklegeringssystem (se Metoder).

Bild i full storlek

Vi isolerar ytterligare effekterna av ytkrökning via segregeringsstudier på tunna AuSi-filmer och resultaten sammanfattas i tilläggsfiguren S1. Vid den eutektiska punkten, X Si ≈0.31 och T = 590 K, ser vi krusningar i täthetsprofilerna som sträcker sig till ~ 7 lager och förfaller snabbt i bulk. Densitetsvariationerna är större än de som vanligtvis ses på vätskeytor och antyder en sammansatt ordnad förfryst yta som kvalitativt liknar den ytbeställning som ses i eutektiska AuSi tunnfilmer 40 . Ordningen minskar med ökande X Si och temperatur, och de extraherade densitetsprofilerna liknar de som observerats i vätskedropparna, dvs ytkrökningen har liten effekt. Ytorna är alltid dekorerade av en Au submonolayer. Det är förväntat mindre ordnat jämfört med monolager på kristallina Si-ytor, och denna funktion gör det troligtvis svårt att lösas med röntgenbaserade ytkarakteriseringstekniker 40 . Avvikelsen kan säkert vara en artefakt av EAM-ramverket som används för att beskriva metallbindningarna 41 ; den underskattar ytspänningen på vätska Au med 20% och kan därför konstgjordt föredra bildningen av Au submonolayer. Icke desto mindre är det naturligt att förvänta sig att stabiliteten hos Au-monolager på kristallina Si-ytor 42 också sträcker sig till delvis kristallina Si-ytor. Som bekräftelse ser vi fortfarande Au-dekorationen i segregationsstudier med modifierade Au-Au-interaktioner med en laddningsgradientmetod som passar ytans spänning hos vätska Au 41 (kompletterande figur S2 och kompletterande metoder). Au-täckningen är något minskad i omfattning men de kvalitativa trenderna förblir oförändrade. Effekten av ytstrukturen sträcker sig också till den diffusiva kinetiken. Vi kvantifierar samspelet genom att övervaka de atomära medelkvadratförskjutningarna (MSD: er) inom simuleringar av jämviktsmolekyldynamik (MD) av dropparna (metoder) som ger atomdiffusiviteterna D Au / Si (kompletterande fig. S3). Den radiella variationen är ritad i fig. 2c. För både Au och Si är ytdiffusiviteten mindre än hälften av bulkvärdet och belyser ytterligare den dramatiska effekten av ytstrukturen.

Equilibrated nanowire – partikel system

Substratet inkluderas uttryckligen genom att para ett jämviktigt dropp-SiNW-system på en dehydrogenerad Si (111) -yta (Metoder). Figur 3a och kompletterande figur S4 visar atomkonfigurationerna av nanodrådsystemet med {110} respektive {112} sidoväggs-fasetter (vertikal). En stabil Au submonolayer är tydlig på nanotrådsväggarna (höger, fig. 3a). Ytsegregeringen liknar den på isolerade droppar (fig. 2b), det vill säga, underlaget har en mindre effekt. Det finns skillnader i strukturen för Au submonolayer för de två klasserna av sidoväggs-fasetter. Vi ser Si-segregering vid dropp-nanowire-gränssnittet i vätskeskikt intill gränssnittet och parallellt med (111) -plan. Krusningar i täthetsprofilerna i planet i droppen som extraheras som en funktion av avståndet från gränssnittet z sträcker sig till en tjocklek av Å5Å (fig. 3b). De vassa Si- och Au-topparna intill gränssnittet vid z ≈1, 5Å (pil) indikerar ett Si-rikt lager med viss planordning. Återstoden av det segregerade skiktet är mestadels vätska som kännetecknas av en mindre och bredare Si-topp vid z .52, 5 Å (pil), följt av en Au-rik region ( z ≈4Å), som slutligen sätter sig in i bulkkompositionen. Sammansättningsfördelningen för hela nanowire-droplet-systemet sammanfattas schematiskt i fig. 3c.

Image

( a, till vänster) Jämviktsatomkonfiguration med en 2 R = 10 nm diameter

Image
111
Image
kisel nanotråd med {110} sidoväggs-fasetter. Tråden odlas på ett (111) kiselsubstrat och täcks av en AuSi-katalysatorpartikel vid liquiduskompositionen,
Image
. ( a, mitten, inlägg) Ytplottet sett längs [111] -riktningen som visar morfologin hos den fasta SiNW som ligger an mot gränssnittet mellan fast och vätska. Sondens radie är fixerad till 1, 2 Å. Schematisk illustration av ett av hörnen (pilen). Det störda området är skuggat grått. ( a, höger) Atomiska tomter av midsektionerna längs de angivna riktningarna som visar fördelningen av {113} och {120} -familjen av avkortande fasetter som gränsar till gränssnittet. ( b ) Densitetsprofilen i planet
Image
i genomsnitt över varje flytande tvåskikt som ligger an mot
Image
111
Image
gränssnitt (skuggad remsa i a ) som en funktion av avståndet z . Pilarna indikerar toppar som överensstämmer med Si-segregering i tvåskiktet. ( c ) schematisk 2D som illustrerar samspelet mellan segregeringsprofilen och den gränsytande energin som upprätthåller den lokala jämvikten vid kontaktlinjen och droppformen, huvudsakligen vinklar a och ß , huvudfasettens längd Λ (111) och avkortande faslängder
Image
och
Image
.

Bild i full storlek

Ytplott för den fasta nanotråden sansar de flytande atomerna ger insikt i gränssnittsmorfologin (mittpanelen, fig. 3a). Det är uppenbart att det inte är platt. De

Image
111
Image
fasetten är dominerande men den är trunkerad längs periferin bredvid kontaktlinjen. Dessa trunkerade områden är 2–4 atomdiametrar breda och deras längd varierar olikformigt längs kontaktlinjen. Flera midsektioner avslöjar en trappad struktur men de är inte smidigt böjda; snarare motsvarar de två distinkta orienteringar lutade vid ≈32 ° och β50 ° till.
Image
111
Image
sidoväggs-fasetten som vi identifierar som {113} och {120} planfamiljen. Kompletterande figur S4 avslöjar en liknande morfologi för SiNW med
Image
111
Image
sidoväggsfacetter, med undantag för att de avkortande fasetterna består av {113} och {111} planfamilj. De sex fasetterna växlar mellan dessa två lutningar längs kontaktlinjen, vilket indikeras i ytplottet och midsektionerna (Fig. 3a, till höger). Facetterna observeras också i det dubbelt avslutade nanodrådsystemet som visas i fig. Ib. De sex kanthörnen där avkortningsfasetter korsar var i sig grovt eftersom de måste absorbera skillnaderna i facettlutningarna, såsom illustreras schematiskt. Grovningen kan också ses i ytplottet genom att stegmorfologin kinkar i hörnskanterna. Droppformen är därför asymmetrisk eftersom vinklarna a och ß som följer från Youngs balans längs kontaktlinjen formas av fasettenergi och geometri. Asymmetri är också tydlig i de två mellansektionerna: α ≈11 ° vid {113} avkortningsfacetten och ändras till α ≈15 ° vid {120} trunkerande fasetten.

Närvaron av stabila avstamningsfasetter med nanometerbrett överensstämmer med de senaste rapporterna i flera halvledande nanodålsystem, inklusive Au – Si-systemet 43, 44, 45 . Trots att begränsningar av modellsystemet är en sådan komplex 3D-morfologi sammansatt av flera familjer av trunkerande fasetter, liknar den som nyligen rapporterats i [0001] safir-nanotråd 43, vilket antyder att detta kanske är en allmän funktion under VLS-tillväxt. För det specifika fallet med Si är det intressant att faserna {113} och {111} rutinmässigt dekorerar sidoväggarna under den komplexa sågtandfasetteringen i mycket större diameter

Image
111
Image
SiNWs 14, 36, vilket antyder att de kanske kärnan först vid gränssnittet mellan fast och vätska.

Nanowire tillväxtkinetik

Gränssnittsfasternas heterogena karaktär har viktiga förgreningar för nanowire-tillväxten, som vi nu studerar beräknande. Vi förenklar katalysen genom att direkt abstrahera enskilda kiselatomer på droppytan till en föreskriven nivå av övermättnad och använder klassiska MD-simuleringar för att studera icke-jämviktsresponsen för hela dropp-SiNW-substratsystemet (kompletterande metoder). Figur 4 visar den strukturella utvecklingen vid och runt gränssnittet såväl som i täthetsprofilen i planet

Image

för en droppe med initial komposition X Si = 0, 48 (Δ T ≈36 K). Det initiala tillväxtsteget för t <0, 4 ns kännetecknas av skikt-för-skikt-kristallisation på de avkortande fasetterna. Den perifera tillväxten stöds sannolikt av deras små bredder och närheten till den Si-rika kontaktlinjen (cirklad, fig. 4a). Vi ser 1D förlängning av knäckor associerade med den trappade strukturen i dessa fasetter. Intressant nog inträffar tillväxten företrädesvis bort från hörnkanterna vilket innebär att de föredrar upplösning (för ytterligare information, se tilläggsfilm 1). Omfattningen av trunkeringen förändras på grund av deras tillväxt, i överensstämmelse med den oscillerande tillväxten, där fasettbredderna minskar mellan tvåskiktstillägg på huvudfacetten 43, 44, 45 . Vi ser också mindre kluster med 2-3 Si-atomer som kontinuerligt bildar och upplöses på huvudfasiten men ändå är densitetsprofilen normal för gränssnittet oförändrad (nedre rad), det vill säga kristalliseringen är begränsad till de avkortande fasetterna.

Image

( a - e ) Atomkonfigurationer i närheten av gränssnittet föremål för en övermättad droppe med initial komposition X Si = 0, 48. (övre raden) Flytande tvåskikt som ligger an mot gränssnittet droppe-SiNW och (mittre rad) topp- och sidovyer av den fasta nanotråden. De ljus- och mörkblå färgerna indikerar kristalliserade Si-atomer på respektive trunkerings- och huvudfasetter. Den omedelbara övermättnaden indikeras på toppen av varje panel. Det cirkelformade området belyser i ett exempel ett föredrag av tillväxt i mitten av den avkortande fasetten medan det cirklade området i b indikerar föregångsfluktuationer som leder till bildandet av en kritisk kärna på huvudfacetten. Detaljer kan ses i tilläggsfilm 1. Nedre delen av varje panel visar en täthetsprofil i planet

Image
. ( f ) Schematisk illustration av gränssnittets utveckling före och under tillväxt via stegflöde. Se text för diskussion. ( g ) Temporal utveckling av kristalliserad netto-Si-volym (röda cirklar) sammansatt av kristallisation på kanten och huvudfasiten (ljus- och mörkblå cirklar, respektive), såväl som droppkompositionen (solida gröna rutor). Den linjära passformen (massiv röd linje) som används för att extrahera skiktets tillväxthastighet på grund av flödet efter kärnbildning på huvudfacetten. ( h ) Storlek på kärnorna som observerats på huvudfacetten. Den röda kurvan är utvecklingen av den kritiska kärnan såsom anges, medan de andra kurvorna motsvarar utvecklingen av de mindre perifera kärnorna.

Bild i full storlek

Konfigurationen t = 0, 8 ns i figur 4b visar att tillväxten, med spårning av hörnskanterna, har kommit framåt med nästan ett helt lager på de avkortande fasetterna. Droppen är fortfarande övermättad och driver nu kärnbildningen på huvudfasiten. Det är värt att påpeka att tillväxten på de avkortande fasetterna och på huvudfacetten strukturellt sett är oberoende, eftersom en 2D-ö som når kanten av en faset inte har några närmaste grannar med en ö på den intilliggande fasiten. De kräver påverkan av de mycket svagare nästa granne-interaktioner för att sträcka sig över. Vi observerar tidiga stadier av klassisk 2D-skikt-till-lager-tillväxt där flera kärnor bildas och försöker övervinna kärnbildningsbarriären. Observera att kärnorna formar sig lite bort från mitten av huvudfacetten och att deras placering är korrelerad med hörnskanterna. Störningen tillsammans med den förbättrade Si-segregeringen vid kontaktlinjen hjälper sannolikt kärnbildningen på huvudfasiten. Diffusionen längs droppytan är verkligen långsammare men ändå kan vätskan lätt tillhandahålla en väg. Prekursorklustret som så småningom blir superkritiskt cirklas i fig 4b. Figur 4c – e avslöjar nyckelfunktionerna i den efterföljande tvåskiktstillväxten på huvudfacetten, det vill säga den förblir lager för lager och domineras av en enda växande kärna.

Densitetsprofilerna utvecklas i enlighet därmed. Intensiteten hos de båda kiseltopparna ökar på bekostnad av Au-toppen. En skarp topp i det intilliggande vätskeskiktet indikerar uppbyggnad av Si medan det tredje skiktet blir Au-rik (pil i fig. 4d). Uppenbarligen diffunderar Au snabbt bort från gränssnittet. Vid t = 2 ns har det första skiktet inte helt bildats ännu stegflödet har avtagit på grund av den låga övermättnaden kvar i droppen, X Si = 0, 463. Observera att det finns försumbar tillväxt i kanthörnen (cirklade, fig. 4e). Vi ser Au och flytande Si i det mest kristalliserade Si-skiktet, även om de flytande Si-atomerna uppvisar i plan ordning. Så småningom diffunderar några av Au-atomerna bort i vätskedroppen och hjälper till att ytterligare kristallisera (inte visat).

Vi kvantifierar dessa observationer genom att övervaka den kristalliserade volymen vid gränssnittet V ( t ) och droppkompositionen X Si ( t ) (fig. 4g). Kristalliseringskinetik på avkortnings- och huvudfasetter ritas separat. Ursprungligen för t <1 n beror ökningen i V ( t ) helt på kristallisation på de avkortande fasetterna. En linjär passning ger en tillväxthastighet på v ≈10, 5 cm s −1 . Tillväxten indikerar omedelbart en liten kärnbildningsbarriär. Även om barriären kan artificiellt reduceras på grund av de större övermättnaderna i beräkningarna, bör du notera att den Si-rika kontaktlinjen är en enkel källa för Si-adatomer. Precis som i experimenten överstiger fasettbredderna sällan några få nanometer, så att de kritiska kärnstorlekarna troligen är större än fasbredden 46 . Den perifera 1D-tillväxten stöds också av den stegade strukturen i dessa fasetter och vi kvantifierar denna effekt genom att extrahera Si adatom-entalpier H- annonsen på {111} och {113} familjplanen (Metoder). Inte överraskande har de nära packade {111} fasetterna en signifikant högre entalpi än de trappade {113} fasterna, Δ H ad ≈2, 0 eV per adatom. Adatom-diffusiviteten på {113} -fasetterna är undertryckt eftersom atomen gör färre diffusionshopp innan en annan atom kristalliserar i närheten. Adatomerna kan lätt bilda kluster och därför sänka kärnbildningsbarriären, vilket i sin tur kan inducera snabb 1D-tillväxt. Rollen för sådana strukturella effekter för att införa kinetiska anisotropier under fasetterad kristalltillväxt är väl etablerad 47 .

Vid t1, 0 ns minskar tillväxthastigheten på de avkortande fasetterna antingen på grund av platsmättnad eller början av det oscillerande tillväxtläget. Tillväxten på huvudfasen, som hittills inte existerar, ökar dramatiskt. Detta indikerar tillväxten av en superkritiska kärnor och överensstämmer igen med våra kvalitativa observationer (fig 4c – e). För att fastställa om tillväxten är skikt-för-skikt eller kinetiskt grov, övervakar vi storleksutvecklingen av de synligt identifierbara kärnorna på huvudfacetten (Fig. 4h). Vi ser en dramatisk ökning i storleken på en av kärnorna medan de andra kärnorna fluktuerar ungefär en relativt mindre storlek (<35 atomer). Vid längre tid t10 ns krymper en av dessa mindre kärnor medan de andra två kvarstår utan någon märkbar ökning i storlek. Det är uppenbart att en 2D-ö dominerar lagertillväxten och de omfattande stegen är de viktigaste bidragen till ytbelastning. Dessutom återspeglar stegorienteringen symmetri i tillväxtriktningen medan det inte är fallet för de fluktuerande subkritiska öarna. Storleksutvecklingen visar att även om drivkraften är större än i experiment är kinetisk grovhet eller ökningen i stegdensitet till följd av tillväxt på huvudfacetten 48 existerande. Persistensen hos de subkritiska kärnorna kan beteckna att övermättnaden ligger på gränsen mellan enskild kärna och polynukleär tillväxt; sedan vid lägre övermättnader förväntar vi oss att tillväxten av nanotrådarna ska vara universellt av den enda kärnmekanismen. Efter kärnbildning är tillväxten stabilt när volymen ökar och sammansättningen minskar. En linjär passning i detta system ger den totala tillväxthastigheten, v ≈6, 3 cm s −1 . Tillväxttakten inkluderar också bidrag från de avkortande fasterna. Att subtrahera den förstnämnda från den totala tillväxttakten ger steghastigheten på huvudfacetten, vs ≈3 cm s −1 . Figur 4f är en schematisk sammanfattning av de morfologiska kännetecknen som är implicerade i den totala tillväxten.

Effekt av övermättnad

För att få kontakt med experimentella skalor, kvantifierar vi kärnbildningsbarriären på huvudfacetten genom att utföra beräkningar med minskande initial övermättnad. Representativa resultat för X Si = 0, 463 (Δ T ≈5, 4 K) visas i fig 5. De trunkerande fasetterna växer igen snabbt och periferiskt (fig 5a). Tillväxten är momentant men ändå långsammare, och tillväxten på huvudfacetten är obefintlig (fig. 5b). Kristallisationen är återigen föredraget vid mitten av de avkortande fasetterna, förmodligen på grund av ett 1D-samspel mellan kristallisation vid facetcentret och smältning vid de grova hörnkanterna (Kompletterande film 2). Vid t3, 0 ns ser vi övergående kristallisation av subkritiska kärnor på huvudfasiten men det finns ingen övermättnad kvar för deras tillväxt. Sedan representerar X Si = 0, 463 en kritisk initial sammansättning under vilken det inte finns någon kärnbildning på huvudfacetten, det vill säga nanotrådstillväxt kan endast ske vid större övermättnader.

Image

Övre raden: atomkonfigurationer av den fasta fronten för nanotrådsväxt med förbehåll för en initial droppövermättnad av X Si = 0, 463. Den förflutna tiden och den aktuella övermättnaden indikeras också. Mer information finns i Tilläggsfilm 2. Nedre: den temporära utvecklingen av den kristalliserade volymen V ( t ) och kompositionen i droppen, X Si ( t ). Insats: utveckling av den kristalliserade volymen på huvud- och avkortningsfasetter.

Bild i full storlek

Att öka den ursprungliga kompositionen i intervallet X Si ≥0.485 (Δ T ≥45 K) minskar den döda zonen som föregår kärnbildning på huvudfasiten. Flera stabila öar bidrar till tillväxten av ett enda skikt så att stegdensiteten ökar och det sker en gradvis övergång till en kinetiskt grov regim, varvid det andra tvåskiktet börjar kristallisera innan den totala tillväxten av det första tvåskiktet. Detta är tydligt i konfigurationer för X Si = 0, 485 som visas i tilläggsfiguren S5. Flera Au-atomer förblir begränsade inom det första skiktet. De fördröjer troligen stegflödet och det utlöser början av ett 3D-tillväxtläge. Midsektioner avslöjar ytterligare Si-diffusion längs sidoväggarna som ytterligare hjälper absorptionen av övermättnaden (insättning).

Figur 6a visar drivkraftsberoendet av de totala tillväxthastigheterna för olika övermättnader. Hastigheterna är linjära anpassningar till de initiala kristallisationsgraden. I den lilla drivkraftsgränsen X Si ≤0, 48 (Δ T <36 K) ökar hastigheten snabbt. Resultaten av liknande beräkningar på ett plan Si (111) –AuSi-gränssnitt planeras också för jämförelse (se Metoder). Kristallisation vid det plana gränssnittet medför homogen kärnbildning och är alltid långsammare vid jämförbara drivkrafter, vilket antyder en högre kärnbildningsbarriär. Separata tomter för bidragen från avkortnings- och huvudfasetter är ritade i fig. 6b. Hastigheten hos de avkortande fasterna ökar linjärt med övermättnad och indikerar att dess tillväxt inte är kontrollerad av kärnbildning, åtminstone för underkylningar så låga som Δ T = 5, 4 K. Den genomsnittliga kinetiska koefficienten är ≈3, 0 mm / (s K) och är av ordning på kinetiska koefficienter i binära legeringar 49 .

Image

( a ) Den extraherade linjära tillväxthastigheten v = [1 / ( πR2 ) d V / d t ] hos nanotråden som en funktion av den initiala övermättnaden,

Image
. Den ekvivalenta underkylningen baserad på fasdiagrammet i fig la är också indikerad. Som jämförelse planeras tillväxthastigheten för ett plant Si (111) –AuSi-fast-vätskegränssnitt (prickad linje) som en funktion av den initiala övermättnaden Δ X ( R = ∞) inom AuSi-fasen. De gråskuggade områdena representerar kinetiskt grov tillväxtregim som induceras av stora övermättnader. ( b ) Utvidgad vy av de små övermättnadstillväxtdata som motsvarar den boxade regionen i a . Bidragen från de två fasklasserna och de relevanta kurvanpassningarna visas som separata tomter.

Bild i full storlek

Kristallisationshastigheten på huvudfacetten ökar icke-linjärt med övermättnaden som indikerar klassisk kärnbildningskontrollerad tillväxt. Det är möjligt att vid mycket mindre drivkrafter är tillväxten linjär eftersom den ändliga fasstorleken kräver jämvikt mellan smältning och kärnbildning 33, även om det inte är klart om detta gäller ett helt facetterat gränssnitt. Därför anpassar vi variationen till en funktionell form

Image
, där den exponentiella faktorn är sannolikheten för att en spontan fluktuering kommer att resultera i en kritisk kärna, och v 0 är 2D-tillväxthastigheten för den superkritiska kärnan som är nästan oberoende av övermättnaden. Kärnbildningsbarriären varierar som ΔG
Image
1 / Δ X och den exponentiella anpassningen till de extraherade hastigheterna ger ett värde Δ G = 4 meV / Δ X vid T = 873 K. En liknande anpassning till de plana gränssnittsdata ger en barriär som är 63% större och överensstämmer med uppskattningarna baserat på kärnbildning av en 2D-ö (kompletterande anmärkning 1). Vid större drivkrafter som kännetecknas av kinetiskt grov 3D-tillväxt ökar hastigheten nästan linjärt med övermättnad. Plottet visar också resultat av beräkningar på undermättade droppar (
Image
). Vid små drivkrafter är kärnbildnings- och tillväxtdynamiken förknippad med smältkinetiken helt omvänd; de avkortande fasetterna smälter först när energin för bildning av en vakans på dessa fasetter är lägre, och så småningom smälter huvudfasetten företrädesvis från hörnkanterna. Smälthastigheterna skikt för lager är mindre jämfört med de under tillväxt på grund av de olika morfologiska kännetecknen som impliceras i de två processerna, vilket i sig är viktigt eftersom tillväxten är ett stabilt tillstånd mellan kristallisation och smältkinetik 33, 46 .

Mekanistisk insikt under tillväxt

Kartor över atomförskjutningar över föreskrivna tidsintervall bekräftar de observerade trenderna. Figur 7a – d visar en t = 0, 5–1, 0 ns karta för utvalda Si- och Au-atomer inom beräkningen X Si = 0, 48. Förskjutningarna motsvarar nyligen kristalliserade Si-atomer (Si-karta) och Au-atomer initialt vid gränssnittet (Au-karta). Flödet i 2D-steg resulterar i en linjär minskning av droppkompositionen från X Si = 0, 474 till X Si = 0, 469 (Fig. 4g). Si-kristallisationen är mestadels från angränsande tvåskikt och drivs av förskjutningskedjor. Överraskande ser vi också snabbdiffusion med lång räckvidd från så långt som droppytan (fig. 7a). Flödet är mestadels genom den amorfa delen av droppen och vi ser försumbar ytdiffusion (Fig. 7b). Stegflödet stöds av Au-diffusion i droppen (fig. 7c) och även längs gränssnittet riktat bort från de rörliga stegen (fig. 7d). Vi ser bevis för både kortsiktiga atomhoppar i intilliggande flytande dubbelskikt och långdistansdiffusion mot droppytan. Diffusionen är markant längs bulken och även mot nanotrådens sidoväggar; det senare representerar en direkt koppling mellan nanowire-tillväxt och Au-dekoration på sidoväggarna.

Image

Kumulativa förskjutningskartor för utvalda ( a, b ) Si och ( c, d ) Au-atomer över ett 0, 5-ns tidsintervall efter kärnbildning, för initial komposition X Si = 0, 48. Båda sidorna ( a, c ) och toppen ( b, d ) visas. Si-förskjutningarna motsvarar kristalliserade atomer inom tidsintervallet. Au-förskjutningarna är ursprungligen för atomer i gränssnittet med fast-vätska. Inom varje karta är pillängderna proportionella mot nettoförskjutningen. Atomkonfigurationer av midsektioner (sidovyer) och tvåskikt (ovanifrån) överlagras inom kartorna för att underlätta en visuell placering av de kristalliserande Si-atomerna (skuggade blå).

Bild i full storlek

Diskussion

Strukturen och dynamiken i atomskala under VLS-tillväxt av SiNW: er är tydligt känslig för segregering vid ytan och droppen-nanowire-gränssnittet. Det robusta ytskiktet förväntas vara stabilt under reaktorförhållanden där droppen utsätts för prekursorgasatmosfären. Au submonolayer tillsammans med den inhiberade ytdiffusionen ger droppytan i omedelbar kontakt med ångan tillräckligt Au rik för att driva prekursorns nedbrytning över stora tryck- och temperaturintervall. Den heterogent fasetterade gränssnittsmorfologin påverkar alla aspekter av tillväxtprocessen 44 och kräver omprövning av nuvarande tillväxtmodeller. De avkortande fasterna inducerar variationer i Si-segregeringen och droppmorfologin längs kontaktlinjen. De relativa ostörda hörnkanterna påverkar gränssnittets kärnbildning och tillväxt. De fungerar troligtvis som effektiva källor för steg för snabb kristallisation på de avkortande fasetterna, analogt med den skruvförskjutningsbaserade spiralkristallväxten 50 . Vid mycket lägre övermättnader kan dynamiken innebära en tävling mellan kärnbildning på facetcentrumen och smälta vid kanthörnen. Trots detta är barriären uppenbarligen mycket mindre än den på huvudfasen. Det senare är helt klart den hastighetsbegränsande händelsen. Tillväxten av de avkortande fasetterna minskar också omfattningen av dessa ordnade regioner, och de kan underlätta massöverföring från den Si-rika kontaktlinjen till huvudfacetten och därmed sänka barriären jämfört med ett ekvivalent övermättat plant Si-AuSi-gränssnitt; beräkningarna visar att detta verkligen är fallet. Den extraherade kärnbildningsbarriären Δ G tillåter oss att etablera kärnbildnings- och katalysstyrda regimer. Under typiska tillväxtförhållanden är den atomiska införlivningshastigheten i storleksordningen en enda Si-atom per millisekund (kompletterande anmärkning 2). Genom att jämföra denna införlivningshastighet med den kärnbildningskontrollerade tillväxthastigheten ger den extraherade barriären Δ G = 4 meV / Δ X en övermättnad av

Image

för tillväxt av isotermisk nanotråd vid T = 873 K, eller en kritisk underkylning av

Image
K. Tillväxten kontrolleras sedan kärnbildning
Image
och katalys kontrollerad på annat sätt. Stelning från smälter sker vanligtvis vid underkylning av mindre än en Kelvin 51, och om så är fallet under VLS-tillväxt av nanotrådar, måste det kontrolleras kärnbildning. Vi bör betona att eftersom barriären förväntas vara beroende av nanotrådstorlek, kan samspelet mellan kärnbildning och katalys vara kvantitativt olika i större storlekar och är ett fokus för framtida studier.

En intressant koda är övergången till kinetiskt grovt tillväxtläge vid större övermättnader, där stegflödet alltmer begränsas av Au-diffusion bort från stegkanterna. Au-atomerna mellan öarna är stabila över MD-tidskalorna (<10 ns), och även om vi inte kan utesluta deras långsamma diffusion ur nanodiren så småningom, finns det växande bevis på att katalysatorpartiklarna fångas in i den odlade nanotråden 52 . Detaljerad förståelse av denna regim öppnar möjligheten för dopning av nanotrådar för icke-jämviktskompositioner under deras syntes 17, ett scenario som är värd att detaljerade utforskningar av sig självt.

metoder

Modellsystem

Vi använder klassiska interatomära potentialer för att modellera det eutektiska AuSi-systemet. Hydrogeneringseffekter ignoreras på grund av vätedesorption och Au-ytpassivering vid dessa förhöjda temperaturer. Potentialerna kan vara en begränsning eftersom de representerar approximationer till de elektroniska frihetsgraderna. Även om AEAM-modellsystemet är anpassat till flera experimentella och första principdata och baseras på etablerade ramverk för både rena Au och Si, kan dess förmåga att göra kvantitativa förutsägelser, särskilt gränssnittsegenskaper, vara begränsad. Exempelvis underskattar den rena Au-potentialen de vätskefria energierna 41, medan den rena Si-potentialen är begränsad när det gäller att beskriva ytrekonstruktioner på kristallfasetter 53 . Ändå visar valideringsstudier som presenteras här att förutsägelserna om modellpotentialen överensstämmer med flera legeringsegenskaper. AEAM-ramverket återger det primära inslaget i det binära fasdiagrammet, det vill säga en eutektik med låg smältning. De anmärkningsvärda avvikelserna är en underskattning av den eutektiska temperaturen TE (590 K jämfört med 636 K) och överestimering av den eutektiska kompositionen

Image

(31% jämfört med 19%). Vi har också utfört kontaktvinkelstudier av eutektiska och hypereutektiska AuSi-droppar på Si (111) -ytan med semi-grandcanonical Monte – Carlo (SGMC) simuleringar (kompletterande metoder). Den slutliga konfigurationen av en droppe av 2 R = 10 nm på en Si (111) -yta vid tillväxttemperaturen visas i tilläggsfiguren S6. Kontaktvinkeln 143 = 143 ° är nära experimentvärdet 54 θ = 136 ° .

Jämvikt Liquidus-koncentration för 2 R = 10 nm SiNW

Den initiala strukturen består av en orörd 2R = 10 nm

Image

111

Image
SiNW med {110} eller {112} familj med sidofasetter som är täckta av två AuSi-partiklar. Si (111) –AuSi-gränssnitten är initialt platta. SiNW-längden är ≈8 nm, tillräckligt stor så att gränssnitten inte samverkar. Partiklernas atomstruktur alstras slumpmässigt med en densitet motsvarande flytande AuSi och den initiala kompositionen är hypoeutektisk, X Si = 0, 25. Hela systemet består av ~ 64 000 atomer och är avslappnat med SGMC-beräkningar. En lokal ordningsparameter används för att avgränsa de flytande och fasta Si-atomerna 55 . Orderparametern är en förlängning av det rena Si-fallet baserat på den lokala 3D-strukturen runt varje Si-atom. Ytterligare validering av ytsegregeringen görs med hjälp av korrigeringar av laddningsgradenter för Au – Au-interaktioner som korrekt återger vätskes Au-ytspänningen (kompletterande metoder).

Jämviktsstudier på isolerade AuSi-partiklar och tunna filmer

Täthetsprofiler för de ekvilibrerade dropparna är i genomsnitt medelvärde över tvåskikts tjocka sfäriska skal runt droppmassans centrum, och ensemblets medelvärde är över 1 000 olika atomkonfigurationer. För att kvantifiera effekten av droppytarkrökningen extraheras även täthetsprofilerna för tunna filmer. Vi använder en initialt flytande film med tjocklek H = 10 nm, fri vid båda ytorna och periodisk i filmplanet. SGMC-simuleringar används för att jämföra systemet. Kompletterande figur S1 visar den ekvilibrerade konfigurationen för en simulering av 27 000 atomer och de motsvarande normaliserade densitetsprofilerna som en funktion av ett avstånd från ytan h - H extraherad vid bulk eutektisk sammansättning och temperatur, X Si = 0, 31 och TE = 590 K Skiktning av både Au och Si är tydligt synlig och en Au-monoskikt dekorerar den Si-rika ytan. Kompletterande figur S1 visar också densitetsprofilerna för tunna filmer vid den tillväxttemperatur som valts för denna studie ( T = 873 K) och för storlekskorrigerad liquidus-punkt, ( T = 873 K, X Si = 0, 46). Jämförelse med profilen vid den eutektiska punkten visar tydligt en minskning av tjockleken på det fasta ytlagret med ökande temperatur och Si-övermättnad.

Au- och Si-diffusiviteter inom droppen

MD-simuleringar utförs på de jämviktade dropparna för att extrahera den ensemblerade medelvärdena av både Au och Si (kompletterande metoder). En nettosimuleringstid på några tiotals picosekunder är tillräcklig för att extrahera statistiskt meningsfulla data. För varje atomart på ett initialt avstånd r från partikelns masscentrum ökar MSD linjärt med tiden och lutningen ger diffusiviteten D ( r ). För atomer i bulk och på ytan är lutningen annorlunda. MSD: erna för Au- och Si-atomer inledningsvis vid ytan av 2R = 10 nm Au 54 Si 46- droppen plottas i kompletterande figur S3. Beräkningarna på bulk eutektisk AuSi-legering ger en diffusivitet av D Au = 1, 54 × 10 –9 m 2 s −1 vid 873 K; värdet är i utmärkt överensstämmelse med tidigare experiment på Au-diffusivitet i eutektiska AuSi-legeringar 56, D Au ≈1.7 × 10 −9 m 2 s −1 .

Jämviktstillståndet för dropp-nanowire-substratsystemet

Den initiala konfigurationen genereras genom att ta hälften av konfigurationen med dubbla droppar och placera den på ett (16, 0 nm × 15, 4 nm) Si (111) -underlag. Underlagets dimensioner är desamma som i kontaktvinkelstudierna. Det nedre tvåskiktet är fixerat. Det utsatta området är dekorerat av en Au monolayer med en struktur som liknar den klassiska

Image

monolagsstruktur 56, och hela systemet jämviktas med kanoniska Monte-Carlo-simuleringar följt av MD-simuleringar.

Nanowire tillväxtkinetik

Den katalytiska inkorporeringen av enskilda Si-atomer äger rum över mycket större tidsskalor och vi förväntar oss att gränssnittstillväxten blir snabbare. Därför påförs inget ytterligare Si-flöde på droppen under MD-beräkningarna, och vi undersöker effekten av en initialt föreskriven drivkraft som utvecklas på ett sätt som är förenligt med kärnbildningsbegränsad tillväxt. Även om övermättnaden är godtycklig och troligen större jämfört med den kritiska övermättnaden i experiment, gör en systematisk variation av drivkraften oss att extrahera de viktigaste funktionerna som är förknippade med nästan jämviktsbeteendet hos nanotråden under dess tillväxt. Övermättnaden för tillväxt genereras genom att försöka placera Si-atomer på ytan i en MD-simulering och sedan acceptera rörelsen om en Au-atom är inom ett närmaste grannavstånd. Alternativt förfarande där droppen är övermättad genom att direkt införa atomer i en isolerad droppe har försumbar effekt på den efterföljande dynamiken; segregeringen vid ytan och gränssnittet är ganska robust. MD-simuleringarna som används är desamma som för diffusivitetsberäkningar.

Si (111) –AuSi-gränssnittskinetik och stegenergi

Simuleringscellen består av ett kristallint Si (111) -substrat (8 640 atomer) som ligger an mot en AuSi-legering (34 560 atomer). Dimensionerna för simuleringscellen är 14, 14 a 0 × 14, 69 och 0 × 25, 97 a 0, där en 0 är gitterparametern vid 873 K. Den initiala AuSi-legeringen med den önskade koncentrationen är slumpmässigt strukturerad och MD-simuleringar utförs vid 873 K. Periodisk gränsvillkor appliceras längs plan-riktningarna med fria ytor som är normala för gränssnittet. Si (111) -underlaget fixeras initialt och AuSi-legeringen är avslappnad i 0, 1 ns. De plana kärnbildnings- / smältningsimuleringarna utförs genom fixering av underlagets bottenskikt. De kristallina och flytande Si-atomerna identifieras med användning av den lokala ordningsparametern som beskrivits tidigare. Simuleringscellen för extrahering av steg entalpierna är liknande; den är 19, 80 a 0 × 19, 60 a 0 × 10, 39 a 0 i storlek och består av en Si (111) -platta (16 128 atomer) och en AuSi-legeringsplatta (16, 128 atomer). Kompositionen för den initiala AuSi-legeringen är X Si = 0, 46 och den är avslappnad med isobariska, isotermiska MD-simuleringar (kompletterande metoder). Simuleringscellen är helt periodisk så att cellen består av två Si (111) –AuSi-gränssnitt. Dimensionen normal till normal till den fria ytan justeras för att upprätthålla nolltryck medan två i-plan dimensioner är normala för

Image

och

Image
är fixade. Efter avkoppling (0, 3 ns) är den totala potentiella energin U 1 i genomsnitt medelvärde över 0, 1 ns. Enstaka tvåskiktssteg skapas på båda ytorna av Si-plattan samtidigt som atomerna bevaras i Si (111) -kristallen och flytande AuSi. Stegen är orienterade längs index (112) -riktningen. Den totala potentiella potentiella energin registreras som U2 och skillnaden σ = ( U 2 - U 1 ) / L = 0, 16 eV / nm, där L är den totala steglängden.

Si adatom energetik på avkortning och huvudfasetter

Canonical MD-simuleringar utförs vid temperaturen T = 1 K. Varje beräkningscell består av en okonstruerad kristall-Si-platta, fri vid båda ytorna och periodisk i plattplanet. Dimensionerna för simuleringscellerna är (7, 07 a 0 × 9, 38 a 0 × 6, 63 a 0 ) och (7, 07 a 0 × 7, 35 a 0 × 5, 20 a 0 ) för (113) och (111) ytor och innehåller 3 520 respektive 2, 160 atomer . Plattorna är avslappnade i 10 ps. En enda Si-atom placeras inom interaktionsområdet på var och en av ytorna och avslappnas under ytterligare 10 ps. Alla möjliga positioner med maximalt närmaste grannar simulerades för att få den lägsta potentiella energin. Den maximala potentiella energidifferensen före och efter tillsats av Si-adatom registreras som Si adatom entalpi H- annons . De extraherade entalpierna är −5, 4 eV per atom och −3, 5 eV per atom för (113) respektive (111) ytorna. Observera att den stegade strukturen på okonstruerade (113) ytor kan tolkas som (111) steg separerade med enstaka atomrader med (001) terrasser. Fasetterna {120} är också stegade och vi förväntar oss därför liknande trender.

Ytterligare information

Hur man citerar den här artikeln: Wang, H. et al. Atomistik för ånga-vätska-fast nanotrådstillväxt. Nat. Commun. 4: 1956 doi: 10.1038 / ncomms2956 (2013).

Kompletterande information

PDF-filer

  1. 1.

    Kompletterande figurer, anteckningar, metoder och referenser

    Kompletterande figurer S1-S6, kompletterande anmärkningar 1 och 2, kompletterande metoder och kompletterande referenser

videoklipp

  1. 1.

    Kompletterande film 1

    Tillväxtdynamiken vid droplet-nanowire-gränssnittet för initial droppkomposition XSi = 0, 48. Animeringen sträcker sig över 450 konfigurationer med avstånd från 10 ps. Färgschemat modifieras för att bättre identifiera Si-atomer som kärnbildning på de avkortande fasetterna. Specifikt är de atomer som kärnas nära kontaktlinjen skuggade ljusblå och intensiteten ökar för atomer närmare skärningspunkten mellan huvud- och trunkeringsfasetterna. Som tidigare är atomerna på huvudfasaden skuggade mörkblå. Det modifierade schemat visar tydligt att perifera tillväxten runt de avkortande fasetterna initieras vid kontaktlinjen, bort från hörnkanterna.

  2. 2.

    Kompletterande film 2

    När det gäller tilläggsfilm 1, men för XSi = 0.463. Animationen sträcker sig över 350 konfigurationer med avstånd från 10 ps.

kommentarer

Genom att skicka en kommentar samtycker du till att följa våra villkor och gemenskapsriktlinjer. Om du finner något missbruk eller som inte överensstämmer med våra villkor eller riktlinjer ska du markera det som olämpligt.