通信用六方晶窒化ホウ素の原子欠陥からのひずみ調整可能な量子放射

Scientific Reports volume 12、記事番号: 21673 (2022) この記事を引用

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この研究では、長距離および短距離向けに、外部ひずみ誘起を使用して、テレコム (C バンド - 1530 ～ 1560 nm) および UV-C (ソーラーブラインド - 100 ～ 280 nm) 光バンドに向けて 2D hBN 量子エミッターの調整可能性を拡張することを示します。量子通信 (量子鍵配布 (QKD)) アプリケーション。 量子エミッタは、この QKD (量子通信または情報) 技術の基本的な構成要素であり、室温で単一光子を放出する必要があり、放出波長を上記の必要な範囲に調整することができます。 最近の文献では、2D hBN の量子エミッターは高温と激しいアニーリング処理にのみ耐える能力があることが明らかになりましたが、密度汎関数理論 (DFT) の予測では、hBN は約 290 ～ 900 nm (UV から近距離まで) の単一光子しか放出できないと述べられています。 -IR領域)の範囲。 したがって、hBN 量子エミッターの発光波長を上記の帯域に設計し、さらに調整する必要があります (効率的な QKD 実装に必要)。 発光波長を調整する解決策の 1 つは、外部ひずみを誘発することです。 この研究では、DFT 計算を使用して 3 つの異なる垂直ひずみを誘導することにより、点欠陥を持つ hBN の量子発光の調整可能性を調べます。 点欠陥、つまりホウ素単空孔 (VB) と酸素原子を含むホウ素単空孔 (VBO2) について、それぞれ最大 255 nm と 1589.5 nm の調整範囲が得られ、効率的な QKD の実装の成功を強化できます。 また、他の欠陥の調整可能性も調べます。 窒素モノ空孔、自己格子間原子を伴う窒素モノ空孔、炭素格子間原子を伴う窒素モノ空孔、炭素二量体およびホウ素のダングリングボンド。これにより、可視、その他の UV および IR スペクトル範囲での調整可能な量子発光が明らかになり、そのようなカスタマイズされた量子発光により、他の量子フォトニックデバイスの誕生。

フォトルミネセンス量子エミッタは、理想的な単一光子放出特性に十分近く、より高い動作温度、さまざまな過酷な環境でも発光特性を維持でき、発光スペクトルを広範囲（より高い波長範囲からより短い波長範囲まで）に調整することができます。成功する量子情報技術と統合量子フォトニクスを実装するための中心的な要素。 特に、堅牢な量子通信には、光ファイバー 4 および自由空間チャネル 5、6 を介して、1530 ～ 1560 nm の通信 (C バンド) 範囲で長距離および短距離の効率的な量子放射を提供する量子放射体が必要です。 UV 領域での量子通信は、[非見通し線 (NLOS) 条件下で] 短距離距離に対するもう 1 つの代替アプローチでもあり、これには 100 ～ 280 nm の範囲の太陽ブラインド (UV-C) 領域での量子発光が必要です7。 8.

最先端の研究により、層状材料を使用してこのような理想的な量子エミッタを実装することが、最も有望な解決策の 1 つであることが明らかになりました9、10、11、12。 しかし、これまでに 2D hBN (白色グラフェン) で開発された量子エミッターは、高温の動作温度 13 や激しいアニーリング処理 14 で高い発光特性を維持できることがわかっていますが、発光スペクトルは UV から近赤外領域、つまり約 290°C までしか示しません。 900 nm 範囲15、16。 代替技術として、カーボン ナノチューブは 1500 nm 付近で量子発光を示します 17 が、発光範囲が狭いことと動作温度が低いという欠点に直面しています。 一方、量子ドットは幅広い発光スペクトルを達成できます18,19。 ただし、量子ドットの特定の波長の発光には、異なる量子配置と異なるドーピングが必要です。 したがって、量子ドットを使用して単一のホスト材料上で完全な広範囲の発光スペクトルを達成することは困難です。

量子通信要件を満たす最も有望な解決策の 1 つは、欠陥を介した 2D hBN の量子発光を必要な範囲に調整することです。 hBN は最初に知られた天然の双曲線材料であるため、結晶構造では面内結合が面外結合よりも強いため、外部ひずみを適用して輝点欠陥状態の電子エネルギーレベルを変更し、その発光を調整することができます。スペクトラム。 2D 材料の高い伸縮性の特徴 20 は、量子エミッターの電子バンドギャップの歪み設計をサポートし、単一光子放出の調整可能性を促進します。 ここでは、密度汎関数理論 (DFT) 計算を使用して、ひずみ勾配を誘導することによる 2D hBN の高精度の量子エミッター (発光点欠陥) の光学的調整可能性を説明します。

この研究では、曲げ可能なポリカーボネート (PCB) 基板を使用して点欠陥を有する 2D hBN 層にひずみを誘発するなどの実験状況を近似することにより、点欠陥を有する 2D hBN における 3 つの異なるタイプの垂直ひずみ誘発をシミュレーションしました。 ひずみ誘起シミュレーションに使用する潜在的な量子発光候補 (輝点欠陥) を特定するために、以前に公開されたひずみ誘起なしの DFT シミュレーションが考慮されています 22、23、24。 私たちの DFT シミュレーション結果は、外部ひずみの誘導なしで量子エミッターをシミュレートし、以前に発表された実験観察とも一致しています。 さまざまなタイプのひずみ誘起に関する研究から、エミッターはそれぞれ、より優れた調整可能性と、255 nm の太陽光ブラインド領域 (UV-C) から 1589.5 nm の通信波長範囲を超えるまでの幅広い発光スペクトルを示すことが観察されています。 光励起下で外部歪みを受けた量子エミッタからの調整された近赤外単一光子放出の概略図を図1に示します。

外部ひずみ誘起による近赤外領域に向けた量子発光調整の概略図。 さまざまな欠陥作製プロセスによって形成された hBN の輝点欠陥は、量子通信要件を満たすために、量子発光波長を通信波長範囲に調整するために光レーザー励起下で、曲げ可能なポリカーボネートビームを使用して外部歪みを受けました。

この記事では、誘導されたさまざまな垂直ひずみの下での 2D hBN の量子エミッターのより広範な調整可能性を調査することに主に焦点を当てています。 図 2 は、さまざまな外部誘導性株の分類を表しています。 我々は主に、以前のひずみ誘発実験14,25および計算作業14,21で観察された、異なる法線ひずみ誘起の調整性に焦点を当てており、ここでは、誘発された異なる法線ひずみに対する異なる輝点欠陥の発光調整可能性を予測した。 せん断ひずみの誘発は私たちの研究対象外です。

さまざまな外部誘導性株の分類とその概略図。 全体として、外部から誘導可能な株は 2 つのタイプに分類され、それぞれ異なる正常株の誘導に注目します。 この垂直ひずみは、縦方向 (材料に対して水平方向にひずみを加える)、横方向 (材料に対して垂直方向にひずみを加える)、および体積ひずみ (すべての側面を通してひずみを加える) の 3 つのタイプに分類されます。体積ひずみの最良の例は二軸です。歪み。 3 つの異なる垂直ひずみ誘発の概略図を以下に示します。 3 つの異なる法線ひずみすべてにおいて、ひずみ効果を作成する方法は 2 つしかありません。それは、引張効果または圧縮効果を作成することです。 引張効果は材料の伸びを引き起こし、圧縮効果は材料の収縮を引き起こします。 たとえば、縦方向の引張ひずみは材料を水平方向に引き伸ばし、縦方向の圧縮ひずみは材料を水平方向に収縮させます。横方向および体積方向の引張ひずみと圧縮ひずみの効果も同様に作用します。

このひずみの誘発を計算するとき、特に横方向または縦方向のひずみを誘発するときに考慮する必要がある重要な現象の 1 つは、ポアソン比です。 ポアソン比 (V) は、誘発されたひずみ (横方向または縦方向) に加えて、荷重方向 (加えられたひずみ方向) に対して垂直な材料の別の小さな変形も発生することを定義します。 この小さな変形は、図3a、bに示すように負の比率になります。

誘発された縦方向および横方向のひずみに対するポアソン比の影響の概略図。 (a) 加えられた縦方向の引張ひずみに対して、縦方向の伸び (横方向の伸び) に伴って、材料のポアソン比 (V) 効果により直交方向に沿って小さな圧縮変形も発生します。これは次の式で定義されます。 a）。 (b) 横方向の引張ひずみが加えられ、横方向の伸び (縦方向の伸び) に伴って、材料のポアソン比 (V) 効果により、直交方向に沿った小さな圧縮変形も発生します。これは上記の式で定義されます ( b）。 ここで、両方の図で引張 (伸長) 歪みを誘発し、それにより圧縮変形が発生します。 実際に誘発されるひずみが圧縮である場合、ポアソン比 (V) による変形は小さな伸び (引張) になることもあります。

以前の文献 (ひずみ誘起量子調整) に従って、参考文献 21、25 で研究された 3 つの主要なタイプの正規ひずみが見つかりました。 1 つは二軸ひずみ (体積ひずみ)、他の 2 つは片側横ひずみと片側縦ひずみです。 この種の片側の横方向または縦方向のひずみは、次のように曲げ可能なポリカーボネート (PC) ビーム (垂直方向または横方向のいずれかの端が固定され、もう一方の端にひずみが適用される) 上に材料を配置することによって、材料に加えることができます。参考文献21に記載されています。 したがって、これら 3 つのひずみタイプを計算することにより、2D hBN のさまざまな輝点欠陥の量子発光調整可能性を調べ、それらの調整可能性を予測します。

実験条件を考慮して、DFT シミュレーションを使用して、hBN 量子エミッターに対する二軸歪みの影響を計算しました。 実際には、参考文献26で観察されているように十字構造に配置されたPCビームのコアにhBN膜を堆積し、図に示すようにすべてのエッジを同時に上（下）に曲げることによって、負（正）の二軸ひずみを適用できます。 .4 (図 5) は、同時に材料に xx および yy テンソル方向の両方で完全な収縮 (膨張) 力を引き起こします。

hBN 膜への負の二軸ひずみの模式図。 hBN膜を十字構造に配置したPCビームに転写し、二軸歪みを誘起します。 すべてのエッジは上向きに曲げられ、負の二軸歪みを誘発し、材料全体の収縮につながります。 (a) テンソル xx 成分のみに向けて誘発される収縮 (圧縮) 力は、負の一軸ひずみをもたらします。 (b) (a) と同様に、テンソル xx 成分と yy 成分の両方に圧縮力が誘発されると、負の二軸ひずみが生じます。

hBN フィルムへの正の二軸ひずみの概略図。 hBN膜を十字構造に配置したPCビームに転写し、二軸歪みを誘起します。 すべてのエッジは下向きに曲げられ、正の二軸歪みを誘発し、材料全体の伸びにつながります。 (a) テンソル xx 成分のみに向けて誘発される膨張 (引張) 力は、正の一軸ひずみをもたらします。 (b) (a) と同様に、テンソル xx と yy の両方の成分に膨張力が誘発されると、正の二軸ひずみが生じます。

DFT 計算の幾何学的オプティマイザーに存在するターゲット応力テンソル セクションを使用することにより、2D hBN のさまざまな輝点欠陥に対する負 (正) 二軸ひずみの影響をシミュレートしました。 すべてのストレス誤差許容値は 0.0005 eV/A3 に設定されました。

ターゲット応力テンソルセクションでは、材料の内部応力をターゲットにしています。xx および yy 成分に沿った負のひずみ値により、図 4 に示すように 2D hBN の xx および yy (テンソル) 方向に沿った圧縮力が生じます。負の二軸ひずみ誘発と xx および yy 成分に沿った正の値は、図 5 に示すように 2D hBN の xx および yy (テンソル) 方向に沿った膨張力をもたらし、正の二軸ひずみ誘発につながります。

また、量子調整可能性を調べるために、DFT シミュレーションを使用して、hBN 量子エミッターに対する片側横ひずみと片側縦ひずみの影響を計算しました。 量子発光を効率的に調整するために、拘束された垂直ひずみ（片側横方向ひずみまたは片側縦方向ひずみ）を誘発するこのアプローチは、参考文献 21 に示されているように、以前の実験および DFT 観察から検討されました。 この種の垂直ひずみ (片側横方向ひずみまたは片側縦方向ひずみ) は、厚さ 1.5 mm の曲げ可能なポリカーボネート (PC) ビーム上に hBN フィルムを転写することによって実験的に誘発されました。これにより、制御可能なひずみを誘発することができます。 図6a、bに示すように、PCビームの一方の端（垂直または水平）は固定され、もう一方の端は下方（上方）に曲げられて引張（圧縮）効果が生じます。

引張効果と圧縮効果の概略図。 hBN フィルムは曲げ可能なポリカーボネート ビームに転写され、ビームの一方の端が固定されます。 (a) PC ビームの別のエッジを下方に曲げて引張ひずみを誘発し、これにより材料が引張ひずみ誘発エッジに向かって伸びます。 (b) PC の別のエッジを上方に曲げて圧縮歪みを誘発し、圧縮歪み誘発エッジに向かって材料を収縮させます。

このような片側横ひずみまたは片側縦ひずみの誘発を実験近似と同様にシミュレーションする際に、図3に示すポアソン比効果も考慮します。

ポアソン比によると、引張（伸張）効果が片側の横（垂直）[または縦（水平）]方向に誘発されると、材料の（片側の横または縦方向に向かって）膨張が生じ、また、小さな圧縮変形。 この圧縮変形は、加えられたひずみ (引張効果) の方向と直交します。

同様に、圧縮 (収縮) 効果が片側の横 (垂直) [または縦 (水平)] 方向に誘発されると、材料の収縮 (片側の横方向または縦方向に向かって) が発生し、小さな膨張変形も生成されます。 。 この膨張変形は、加えられたひずみ (圧縮効果) の方向と直交します。

したがって、これらの効果を現実的な方法で計算するために、参考文献 21 で観察されているように、ポリカーボネート (PC) ビームのポアソン比 = 0.37 を考慮しました。これにより、2D hBN 量子エミッターに歪みが誘導されます。 曲げ可能なポリカーボネート (PC) ビームを使用して、hBN 点欠陥に片側の横方向および片側の縦方向のひずみを誘発するためのポアソン比の関係を図 7 に示します。図 7 は、この種の拘束された垂直ひずみ (片側横方向ひずみおよび片側縦方向ひずみ) をシミュレートするために、欠陥のある hBN フィルムの平面に沿って割り当てられました。

ポアソン比の関係と対応する直交ひずみ方向。 ポアソン比によれば、図３に示すように、横（縦）方向の両側に引張（伸び）効果が生じると、両側の縦（横）方向に圧縮（収縮）変形が起こります。は直交です）、その逆も同様です。 ただし、片側の横方向または縦方向のひずみ誘発の場合、別のエッジを固定することで、それぞれ垂直方向または水平方向の一方のエッジにひずみが誘発され、ポアソン比による変形も片側のみになります（直交する場合もあります）。 ）。 ここで、点欠陥を有する 2D hBN (CBVN) の場合、片側の横ひずみを誘発するということは、実際の横ひずみに加えて、ポアソン比による ƐA 方向 (方向はほぼ垂直で、θA の小さな傾きがある) に向かうひずみを誘発することを意味します。と直交する位置、すなわちƐB方向(ƐAと直交する方向)にも小さな変形が生じます。 変形量は式（片側横ひずみ誘起のポアソン比関係）で知ることができます。 このポアソン比は常に負です (ƐA に向かう片側の横ひずみが引張である場合、ƐB に向かうポアソン比による変形は圧縮であり、実際のひずみが圧縮で小さな変形が引張である場合はその逆です)。 同様に、片側の縦ひずみを誘発するということは、ƐB 方向 (θB の小さな傾きを伴うほぼ水平な方向) に向けてひずみを誘発することを意味し、ポアソン比により、実際の縦ひずみに加えて、直交位置にも小さな変形が発生します。 、ƐA方向（ƐBと直交する方向）。 変形量は式（片側縦ひずみ誘起のポアソン比関係）で知ることができます。 ƐB に向かうこの片側の長手方向のひずみが引張である場合、ƐA に向かうポアソン比による変形は圧縮であり、実際のひずみが圧縮で小さな変形が引張である場合はその逆です。 注目すべき重要な点は、平均位置からの θA と θB の小さな傾きが観察され、文献 21 に示されている初期のひずみ誘発 DFT 計算から考慮されたことです。

これら 2 つの直交するひずみ方向を割り当て、2D hBN の点欠陥に対する片側横方向および片側縦方向のひずみ誘発を計算し、PC ビームのポアソン比などの実験的近似を考慮するこの戦略は、参考文献 21 にあるように、初期の DFT 計算から得られました。 。

これら 2 つの直交するひずみ誘発 (ポアソン効果による) を、DFT 計算でジオメトリ オプティマイザーを使用する原子制約エディターを利用し、応力誤差許容値を 0.0005 eV/A3 に設定することにより、相互排他的な方法でシミュレーションしました。

最初に、二軸歪みのような体積歪み誘発を実行するためのいくつかの DFT 計算が、平面波計算を使用して輝点欠陥 (CBVN) に対して実行されました。

すべての平面波計算はスピン偏極されます。 計算には 450 eV の平面波カットオフが使用され、Perdew、Burke、Ernzerhof (PBE) によって提案された交換相関関数への一般化勾配近似 (GGA) が使用されました 27。 原子核と電子の相互作用は、プロジェクター拡張波 (PAW) 擬ポテンシャルによって表されます。 数値精度のためにガウススミアリング占有が採用されており、広がりは 0.05 eV、エネルギー許容誤差は 0.01 eV です。

最初に、元の単層 hB​​N が 21 × 21 × 1 モンクハースト-パック逆空間グリッドを使用して形状が最適化されました。 欠陥のある hBN 単層は 7 × 7 スーパーセルを使用して作成され、欠陥構造は逆空間グリッドを 3 × 3 × 1 に縮小して再最適化されました。

次に、原子軌道の線形結合 (LCAO) 計算を使用して、同じ輝点欠陥 (CBVN) に対して同じ二軸歪み誘起シミュレーションを再実行しました。 LCAO では、すべてのパラメータと近似値は上記の平面波計算と同様であり、唯一の違いは、プロジェクター拡張波 (PAW) 擬ポテンシャルが、Troullier によって報告された手順に従って計算されたフリッツ ハーバー研究所 (FHI) 擬ポテンシャルに置き換えられていることです。 Martins28 とダブルゼータプラス偏光 (DZP) 基底関数セットが計算に使用されました。

平面波計算とLCAO計算を使用して、点欠陥（CBVN）の二軸ひずみ誘起シミュレーションを比較すると、図8に示すように、得られた光スペクトル結果に大きな違いは観察されませんでした。図8a、bは二軸ひずみ誘起チューニングを表しています。平面波計算と LCAO 計算をそれぞれ使用した、CBVN 欠陥からの量子放射の解析。

CBVN 欠陥に対する平面波および LCAO 計算を使用した二軸ひずみ誘発シミュレーション。 (a) 平面波計算を使用した CBVN 欠陥の + ve および -ve の二軸ひずみ誘発シミュレーション。 (b) LCAO 計算を使用した CBVN 欠陥の + ve および -ve の二軸ひずみ誘発シミュレーション。 平面波計算と LCAO 計算は両方とも、CBVN 欠陥からの低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた量子放出の同様の調整を示しています。 ⁓ 3.45% の正および負の二軸ひずみ (-3.45% ～ + 3.45%) を計算しました。 両方の図 (a、b) の黒色ピークは、外部ひずみがない (ひずみゼロ) 条件下での CBVN 欠陥からの 1.7 eV での ZPL 量子発光を示します。 + ve の場合、二軸ひずみの調整性は 2.05 eV (青方偏移) まで観察され、-ve の場合、二軸ひずみの調整性は 1.22 eV (赤方偏移) まで観察されます。

図 8 に示すシミュレーション結果では、⁓ 3.45% の二軸ひずみを計算しました。 しかし、単層窒化ホウ素の機械的特性は、70.5 ± 5.5 GPa29 の破壊強度を有し、最大 18.15% の最大ひずみに耐えることができることを実験的に明らかにしました。

したがって、平面波によるひずみ調整と LCAO 計算の結果がほぼ一致していることが観察されたため、残りの 2 軸、片側横方向および片側縦方向のひずみ誘発シミュレーションを他の輝点欠陥に対して実行しました。 LCAO 計算機などを使用して、欠陥のある hBN 単層の残りの部分を 7 × 7 スーパーセルを使用して作成し、モンクハーストパック逆空間グリッドを使用して約 3 × 3 × 1 の密度まで幾何学的に最適化しました。

これらすべての DFT 計算は、Synopsys QuantumATK Q-2019.12-SP1 ソフトウェア パッケージ (原子スケール モデリング ソフトウェア)30 を使用して実行されました。

ひずみ誘発シミュレーションに使用した正確な輝点欠陥は、表 131、32、33、34、35 にリストされているように、信頼できる単一光子エミッターとして以前に実証されました (公開された実験により)。 GW 近似 (第一原理計算) によるこれらの欠陥の単一光子放出は、私たちの研究の範囲を超えています。

制約付き DFT シミュレーション 36 を実行することにより、最初に、正確な輝点欠陥 (VBO2、CBVN、NBVN、ホウ素ダングリングボンド、CBCN、VBN、VB、および VN) の発光スペクトルと対応する投影状態密度 (PDOS) をクロステストしました。以前に出版された文献 37、38、39、40、41、42、43、44 では、外部からのひずみの誘発はありません。 表 1 に示すように、DFT 近似による実験観察と簡単な製造の可能性の一貫性に基づいて、これらの正確な輝点欠陥を選択しました。

これらの輝点欠陥は、参考文献 39 に示されているように、2D hBN の価電子帯と伝導帯の間に中間エネルギー準位 (電子が占有した基底状態と非占有励起状態) を生成します。 この占有された基底状態の電子が十分なエネルギーで励起されると、非占有励起状態に遷移します。 この基底状態と励起状態の遷移は単一の電子に基づいているため、基底状態に戻る間に特定の波長の単一の光子を放出します。 DFT 研究では、量子発光の特徴であるローレンツ型のピーク (鋭い発光ピーク) によるこの単一光子の発光が認められており、このローレンツ型の鋭い発光ピークは、量子研究によってゼロフォノン線 (ZPL) ともみなされています。

外部ひずみの誘導がない状態での輝点欠陥の DFT 計算による発光スペクトル (表 1 にリストされているように実験的に実現され公開されている) は、表 2 にリストされているように、それぞれのエネルギーでローレンツ形状の鋭いゼロフォノン線 (ZPL) を示しています。そして、この鋭いローレンツ形状の ZPL は、適切なエネルギーでの点欠陥の量子発光の性質を確認しました。

また、DFT で計算された PDOS は、点欠陥によって形成された中間状態 (電子の占有エネルギー状態と非占有エネルギー状態) のグラフ表示を示し、これらの占有状態と非占有状態の間のエネルギー差は、次の ZPL エネルギーと一致することがわかります。対応する輝点欠陥は、点欠陥の量子発光の特徴をさらに強く裏付けます。 さまざまな点欠陥に関連する完全な DFT 計算情報、その回路図、計算された ZPL 量子発光エネルギー、および対応する PDOS 情報を表 2 に示します。

表 2 から観察されたシミュレーション データからわかるように、2D hBN の点欠陥は 1.26 eV (980 nm) から 4.7 eV (260 nm) までの単一光子放出を示します。 したがって、2D hBN からの量子放射は、短距離の UV-C (太陽ブラインド領域) での量子通信を部分的にサポートしている可能性があります。 しかし、長距離の量子通信には、1530 ～ 1560 nm の通信 (C バンド) 範囲での量子発光が必要ですが、2D hBN の量子エミッターの近赤外発光では不可能である可能性があります。

したがって、長距離の QKD (量子通信) 要件を満たすとともに、短距離 UV 通信をさらに強化するために、外部ひずみを誘導することによって高精度の量子エミッターの発光調整可能性を試みました。

IR 領域に向けて量子発光を調整する際の最も重要な考慮事項は、量子発光 (ZPL) エネルギーが近 IR 領域のフロンティア付近にある輝点欠陥を選択することです。これにより、深 IR 領域に向けて量子発光を効率的に調整することが容易になります。 。 このようにして、2D hBN のすべての輝点欠陥の中で、VBO2 欠陥のみが近赤外領域で発光を示し、その DFT 近似が表 1 にリストされている実験観察と一致することが判明しました。

図9aに示すVBO2（酸素原子が不動態化されたホウ素空孔）欠陥の概略図。そのDFTシミュレーションによりZPL発光エネルギーが得られ、対応するPDOSが表2にリストされています。

DFT は、VBO2 欠陥、低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた調整可能な量子放射、および対応する PDOS を計算しました。 (a) ZPL エネルギーが 1.26 eV で観測される VBO2 (2 つの酸素原子を持つホウ素モノ空孔) の概略図。 (b) 外部歪みがない状態での VBO2 欠陥の PDOS。エネルギー状態間で起こり得る電子遷移エネルギー差は、量子発光を保証する ZPL エネルギー (1.26 eV) と一致します。 （ c 、 d ）片側縦ひずみ誘発の適用された引張効果と圧縮効果に対する、より低いエネルギー領域とより高いエネルギー領域に向けた量子発光調整可能性。 赤色の矢印は、無歪み条件下での 1.26 eV の量子発光ピーク (ZPL) を示します。 青色の矢印は、片側縦歪み誘起の適用された引張効果に対する、最大 0.78 eV (より低いエネルギー領域に向かって) の調整された量子発光ピーク (調整された ZPL) を示します。 緑色の矢印は、片側縦ひずみ誘起の圧縮効果を適用した場合の、最大 1.44 eV (より高いエネルギー領域に向かって) の調整された量子発光ピーク (調整された ZPL) を示します。 PDOS情報にも色が反映されました。 光スペクトルグラフは、y 軸を誘電率の虚数成分 [ε] に、x 軸をエネルギー (eV) に割り当てることによって得られます。 （e、f）片側縦ひずみVBO2欠陥の引張効果と圧縮効果の対応するPDOS。そのエネルギー差は調整された量子エネルギーと一致し、量子発光とバンドギャップ変調の効率的な調整可能性が保証されます。

外部歪みがない状態でのVBO2欠陥のPDOSをグラフで表したものが図9bに示されており、電子占有基底状態はフェルミ準位線の下（左）にあり、電子非占有励起状態はフェルミ準位線より上（右）にあります。レベルライン。

これらの中間エネルギー状態は、VBO2 欠陥と、それぞれのエネルギー (1.26 eV) でのローレンツ形状の ZPL ピークの開示によって形成されます。その値は、外部歪みの誘導がない場合の中間状態のエネルギー差と一致しています (PDOS のグラフ表示に示すように)。 、VBO2 が本質的に近赤外領域での潜在的な量子エミッターであることを確認します。

方法論セクションで説明したように、シミュレーションで考慮される 3 つの異なる垂直ひずみ誘起すべてのうち、VBO2 は、片側縦ひずみ誘起に対して低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けて大きな調整可能性を示します。 欠陥の調整範囲と責任ひずみの詳細を表 3 と表 4 に示します。

VBO2 欠陥は、片側の縦ひずみ誘起で生じる引張 (伸長) 効果に対して最大 0.78 eV (中赤外域) のより高い調整性を示し、片側で生じる圧縮 (収縮) 効果に対して最大 1.44 eV (近赤外域) の調整性を示します。縦ひずみの誘発と完全な調整可能性を図9c、dに示します。 また、VBO2 欠陥を含むひずみ誘起 (片面縦方向) 2D hBN 層の PDOS も調査し、エネルギー状態間のバンドギャップが変調していることを観察しました。 片側縦ひずみ誘発で生じる引張効果の場合、図9eに示すように、これらの中間状態間のエネルギーギャップが減少する（エネルギー値を下げるように設計される）ことがわかります。 ひずみ工学によるこの減少したバンドギャップ エネルギーは、VBO2 欠陥から中赤外領域への赤方偏移した量子発光の原因であり、この減少したエネルギー ギャップ値は、調整された発光エネルギー (シミュレーションされた発光スペクトル) とも一致します。 ひずみ欠陥の PDOS とその最大調整可能放出に関連する完全な詳細を表 5 に示します。

同様に、片側の縦ひずみで生成される圧縮効果については、図9fに示すように、これらの中間状態間のエネルギーギャップが増加する（より高いエネルギー値に設計される）ことがわかり、ひずみ工学によるこのバンドギャップエネルギーの増加が原因です表 5 に示すように、VBO2 欠陥からの青方偏移量子発光については、このエネルギー差の増加は、調整された発光エネルギーと一致しています。

したがって、歪みのない状態と片側の縦方向の歪みのある操作された中間状態のエネルギーギャップ（PDOS 表現から観察）のこの一貫性は、調整されていない発光スペクトルと調整された発光スペクトルとともに、VBO2 欠陥による量子発光の調整可能性（中赤外から近赤外）を裏付けます。

表 1 に示した実験結果と一致する単空孔欠陥および二空孔欠陥 (VB、VN、および VBN) のみが、UV 領域のさまざまなセグメントで固有の量子発光を明らかにしました。 このようなクラスの欠陥を選択すると、量子発光を深紫外領域に向けて効率的に調整するのに役立ちます。

VB (ホウ素モノ空孔)、VN (窒素モノ空孔)、および VBN (ホウ素と窒素の二空孔) 欠陥の概略図を図 2 および図 3 に示します。 それぞれ、10a、12g、d の DFT シミュレーションで得られた ZPL 発光エネルギーと対応する PDOS を表 2 に示します。

DFT は、VB 欠陥、低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた調整可能な量子放出、および対応する PDOS を計算しました。 (a) ZPL エネルギーが 4.7 eV で観測される VB (ホウ素モノ空孔) の概略図。 (b) 外部歪みがない状態での VB 欠陥の PDOS。エネルギー状態間で起こり得る電子遷移エネルギー差は ZPL エネルギー (4.7 eV) と一致し、量子発光が保証されます。 （ c 、 d ）印加された正および負の二軸ひずみに対するそれぞれ低エネルギー領域および高エネルギー領域への量子発光調整可能性。 赤色の矢印は、無歪み条件下での 4.7 eV の量子発光ピーク (ZPL) を示します。 青色の矢印は、正の二軸ひずみを適用した場合の、最大 4.4 eV (より低いエネルギー領域に向かって) の調整された量子発光ピーク (調整された ZPL) を示します。 緑色の矢印は、負の二軸ひずみを適用した場合の、最大 4.86 eV (より高いエネルギー領域に向かって) の調整された量子発光ピーク (調整された ZPL) を示します。 PDOS情報にも色が反映されました。 光スペクトルグラフは、y 軸を誘電率の虚数成分 [ε] に、x 軸をエネルギー (eV) に割り当てることによって得られます。 （e、f）正および負の二軸ひずみVB欠陥の対応するPDOS。そのエネルギー差は調整された量子エネルギーと一致し、量子発光とバンドギャップ変調の効率的な調整が保証されます。

外部歪みがない状態でのVB、VN、およびVBN欠陥のグラフで表されたPDOSは、それぞれ図10bと図S4g、dに示されており、中間エネルギー状態（電子が占有した基底状態が下（左）にある）の存在を明らかにしています。フェルミ準位線と電子の非占有励起状態はフェルミ準位線の上（右側）にあり、そのエネルギーギャップはそれぞれのエネルギー（4.7 eV、3.59 eV、および 3.5 eV）での ZPL 発光と一致します。

このモノ空孔および二空孔欠陥の PDOS エネルギーギャップとそのローレンツ形状の ZPL エネルギーとの一致により、UV 領域のさまざまな色合いでのそれらの固有の潜在量子発光が確認されます。

これらすべての単空孔および二空孔欠陥は、二軸ひずみが誘発された場合にのみ、より低いエネルギー領域およびより高いエネルギー領域に向けてより優れた線形な調整可能性を示します。これらの欠陥の調整可能範囲と、調整に関与する二軸ひずみの種類を表 3 および 4 に示します。

VB 欠陥と VBN 欠陥は、図 3 と図 4 に示すように、それぞれ最大 4.4 eV と 3.24 eV までの低エネルギー領域に向けた調整性を示します。 正の二軸ひずみ誘発については図１０ｃおよび１２ｅに示されているが、対照的に、正の二軸ひずみについて図１２ｉに示されているように、ＶＮ欠陥は最大３．９ｅＶまでの高エネルギー領域に向けた調整性を示す。 逆に、VB 欠陥と VBN 欠陥は、図 3 と図 4 に示すように、それぞれ最大 4.86 eV と 4.08 eV までの高エネルギー領域に向けて調整可能性を示します。 負の二軸ひずみ誘発については10dおよび12fを示しますが、同じ負の二軸ひずみに対して、図12eに示すように、VN欠陥は最大3.3 eVの低エネルギー領域に向けて調整可能性を示します。

また、VB、VN、および VBN 欠陥を含むひずみ誘起 (二軸ひずみ) 2D hBN 層の PDOS も調査しました。 欠陥VBとVBNの場合、赤方偏移の原因となる正の二軸ひずみ誘発について、それぞれ図10eと図S4eに示すように、エネルギー状態間のエネルギーギャップが減少する（エネルギー値を下げるように設計される）ことがわかりました。量子発光。 VN欠陥の場合、図S4iに示すように欠陥エネルギーギャップが増加する（より高いエネルギー値に設計される）ことがわかりましたが、同じ正の二軸ひずみでは、量子発光が青方偏移するためです。

対照的に、負の二軸ひずみの場合、それぞれ図10fと図S4fに示すように、VBとVBNではエネルギー状態間のエネルギーギャップが増加する（より高いエネルギー値に設計される）ことがわかり、これが青方偏移の理由です量子発光。 VN欠陥の場合、図S4hに示すように欠陥エネルギーギャップが減少する（エネルギー値を下げるように設計される）ことがわかりましたが、同じ負の二軸歪みでは、量子発光が赤方偏移します。

したがって、VB、VN、および VBN 欠陥の変調されたエネルギー ギャップ値は、それらの調整された発光エネルギー (シミュレートされた発光スペクトル) とも一致しており、ひずみ欠陥の PDOS およびそれらの最大調整可能な発光に関連するこれらの完全な詳細を表 5 に示します。

したがって、VB、VN、およびVBN欠陥を含む層状hBNの無ひずみ（ひずみを加えていない）および二軸ひずみを加えた人工中間状態のエネルギーギャップ（PDOS表現から観察）は、未調整および調整された発光スペクトルと一致しました。

この一貫性により、VN および VBN 欠陥からの UV-A 領域での調整可能な量子発光と、VB 欠陥からの UV-B から UV-C 領域への調整可能な量子発光が確認されます。

すべての点欠陥（その DFT 近似は表 2 にリストされている実験検査に匹敵します）の中で、可視領域で完全な調整可能性を示す唯一の輝点欠陥は NBVN 欠陥（これまで主に輝点欠陥と呼ばれています）です。

図11dに示すNBVN欠陥（自己格子間原子（ホウ素が窒素で置換）を有する窒素モノ空孔）の概略図、DFTシミュレーションで得られたZPL発光エネルギーおよび対応するPDOSを表2にリストします。

DFT で計算された CBVN、NBVN、ホウ素のダングリング ボンドと、それらに対応する低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた調整可能な量子発光の概略図。 (a、d、g) ZPL エネルギーがそれぞれ 1.74 eV、2 eV、および 3.18 eV で観察される CBVN (炭素格子間原子を含む窒素モノ空孔)、NBVN (自己格子間原子を含む窒素モノ空孔)、およびホウ素ダングリングボンド欠陥の概略図表 3 および表 4 に示すように、適用された片側の横方向、縦方向、および二軸ひずみに対する、低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた対応する調整可能な量子発光。 (b、e、h) 低エネルギー領域に向けた欠陥の調整可能性。 (c、f、i) 高エネルギー領域に向けた欠陥の調整可能性。 すべての赤色の矢印は、無ひずみ下の ZPL エネルギーを示します。 すべての青色と緑色の矢印は、それぞれ低エネルギー領域と高エネルギー領域に向けて調整された ZPL エネルギーを示します。 歪みのない量子エミッターと歪みのある量子エミッターの対応する PDOS 情報は、図 S3 に提供されています (サポート情報)。

外部ひずみがない場合のNBVN欠陥のPDOSをグラフで表したものを図2および3に示します。 S2d と S3d は、電子が占有されている中間エネルギー状態と非占有されている中間エネルギー状態の存在を示し、それらの間のフェルミ準位線によって分離されています。 この基底状態と励起状態の間のエネルギー差は、それぞれのエネルギー（約 2 eV）での ZPL 発光と一致しており、PDOS エネルギーギャップとそのローレンツ形状の ZPL エネルギーとのこの一致により、NBVN 欠陥からの可視領域における明確な固有量子発光が確認されます。

NBVN 欠陥は、3 つの異なる種類のひずみ (上記の方法論のセクションで説明したように、二軸、片側横方向、および片側縦方向のひずみ) のすべてに対して線形に応答します。 したがって、さまざまな種類のひずみ誘発の欠陥調整範囲とその他の詳細を表 3 および表 4 に示します。

NBVN欠陥は、それぞれ図S1bと図11eに示すように、正の二軸の場合は1.74 eV、片側の縦ひずみ誘発で生成される圧縮効果の場合は1.38 eVまでの低エネルギー領域に向けて巨大な調整可能性を示します。

さらに、NBVN欠陥は、図S1aと図11fにそれぞれ示すように、負の二軸ひずみの場合は最大2.21 eV、片側の横ひずみ誘発で生成される引張効果の場合は2.57 eVまでの高エネルギー領域に向かって巨大な調整可能性を示します。

また、NBVN欠陥を含む2D hBN層に誘発された3種類のひずみ（二軸、片側横方向、片側縦方向）すべてのPDOSを調べ、エネルギー状態間のバンドギャップの巨大変調（ひずみエンジニアリング）を観察しました。 正の二軸ひずみと、片側の長手方向ひずみ誘発で生成される圧縮効果の場合、図1および2に示すように、これらの中間状態間のエネルギーギャップが減少する（エネルギー値が低くなるように設計される）ことがわかります。 S2f と S3e はそれぞれ、NBVN 欠陥からの赤方偏移量子発光の原因となります。

対照的に、負の二軸ひずみと、片側の横ひずみ誘発で生じる引張効果の場合、図 3 と図 4 に示すように、これらの中間状態間のエネルギー ギャップが増加する (より高いエネルギー値に設計される) ことがわかります。 それぞれ S2e と S3f。これにより、NBVN 欠陥からの量子発光が青方偏移します。

したがって、NBVN 欠陥に対する PDOS の変調されたエネルギー ギャップ値 (二軸、片側横方向歪みおよび片側縦方向歪みによる) も、調整された発光エネルギー (シミュレーションされた発光スペクトル) と一致します。 ひずみ欠陥の PDOS とその最大調整可能放出に関連するこれらの完全な詳細を表 5 に示します。

したがって、無歪みおよび3つの異なるタイプの歪み誘起人工中間状態エネルギーギャップ（PDOS表現から観察）のこの一貫性、および未調整および調整された発光スペクトルは、NBVN欠陥からの量子発光（可視領域）の調整を裏付けます。

これまでの量子発光調整性の議論を通じて、5 つの異なる輝点欠陥はすべて、単一領域 (つまり、IR 領域 - VBO2、UV 領域 - VB、VN、および VBN、および可視領域 - NBVN) を通じて完全な調整可能性を示しました。電磁スペクトルのこと。 さらに、これら 3 つの点欠陥 (CBVN、CBCN、ボロンのダングリング ボンド) が量子発光を調整でき、それぞれ近赤外から可視領域、可視から紫外 (UV-A) 領域をカバーできることもわかりました。 。

これまでに報告されたすべての輝点欠陥（その DFT 計算は表 2 にリストされている実験観察と一致しています）の中で、CBVN 欠陥だけが近赤外から可視領域までの量子発光調整性を示すことが判明しました。

図11aに示すCBVN欠陥（炭素格子間原子を含む窒素モノ空孔）の概略図、DFTシミュレーションで得られたZPL発光エネルギー、および対応するPDOSを表2に示します。

外部ひずみがない場合の CBVN 欠陥の PDOS をグラフで表したものを図 1 と 2 に示します。 S2a と S3a は、中間エネルギー状態 (電子が占有された基底状態と非占有励起状態、間のフェルミ準位線によって分離) の存在を示します。 これらの中間エネルギー状態間のエネルギー差は、それぞれのエネルギー (約 1.7 eV) でのローレンツ型 ZPL 発光と一致しており、この一致により、近赤外可視領域のフロンティアでの量子発光が確認され、近赤外可視領域の両方に向けた幅広い調整可能性をカバーするのに役立ちます。 -IRおよび可視領域。

NBVN 欠陥と同様に、CBVN 欠陥も 3 つの異なる種類の歪み (上記の方法論セクションで説明した二軸、片側横方向、および片側縦方向の歪み) のすべてに対して線形に応答します。 したがって、さまざまな種類のひずみ誘発の欠陥調整範囲とその他の詳細を表 3 および表 4 に示します。

CBVN 欠陥はまた、図 1 と 2 に示すように、それぞれ最大 1.22 eV および 1.3 eV までの低エネルギー領域に向けた巨大な同調性を示します。 図８および１１ｂは、正の二軸性、および片側縦ひずみ誘発で生じる圧縮効果、およびそれぞれ最大２．０５ｅＶおよび２．４７ｅＶまでの高エネルギー領域に向けた巨大な同調性についてである。 図8および11cは、片側横ひずみ誘発で生じる負の二軸ひずみおよび引張効果を示しています。

また、CBVN 欠陥を含む 2D hBN 層に誘起された 3 つのタイプすべてのひずみ (二軸、片側横方向、および片側縦方向) の PDOS を調べ、エネルギー間状態のバンドギャップのより大きな変調 (ひずみエンジニアリング) を観察しました。 正の二軸ひずみと、片側の長手方向ひずみ誘発で生成される圧縮効果の場合、図1および2に示すように、これらの中間状態間のエネルギーギャップが減少する（エネルギー値が低くなるように設計される）ことがわかります。 S2c および S3b は、CBVN 欠陥からの赤方偏移量子発光の原因となります。

一方、負の二軸ひずみと、片側の横ひずみ誘発で生じる引張効果の場合、図3と図4に示すように、これらの中間状態間のエネルギーギャップが増加する（より高いエネルギー値に設計される）ことがわかります。 S2b および S3c。これにより、CBVN 欠陥からの量子発光が青方偏移します。

したがって、CBVN 欠陥の PDOS の変調されたエネルギー ギャップ値 (二軸、片側横方向および片側縦方向の歪みによる) は、それらの調整された発光エネルギー (シミュレーションされた発光スペクトル) とも一致しており、これらの完全な詳細は歪みの PDOS に関連しています。欠陥とその調整可能な最大放出量を表 5 に示します。

したがって、この無歪みおよび 3 つの異なるタイプの歪み誘発人工中間状態エネルギー ギャップの一貫性 (PDOS 表現から観察)、および未調整および調整された発光スペクトルは、量子発光 (近赤外から可視領域まで) の調整を裏付けます。 ）CBVNの欠陥によるもの。

現在までの一連の輝点欠陥 (その DFT 近似と実験的検査は表 2 にリストされているように相互に一致しています) のうち、可視から紫外 (UV-A) までの調整可能な量子発光を示すことが判明したのは、CBCN 欠陥とボロンのダングリング ボンドだけです。 ） 地域。

CBCN (炭素二量体) とホウ素のダングリング ボンド欠陥の概略図を図 2 に示します。 それぞれ図１２ａおよび図１１ｇに示されるように、ＤＦＴシミュレーションによって得られたＺＰＬ発光エネルギーおよび対応するＰＤＯＳが表２にリストされる。

DFT で計算された CBCN、VBN、および VN 欠陥と、それらに対応する低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた調整可能な量子放射の概略図。 (a、d、g) CBCN (炭素二量体)、VBN (ホウ素と窒素の二空孔)、および VN (窒素の一空孔) 欠陥の概略図。ZPL エネルギーはそれぞれ 3.54 eV、3.5 eV、および 3.59 eV で観察され、対応します。表 3 および表 4 に示すように、二軸ひずみの低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けた調整可能な量子発光。(b、e、h) 低エネルギー領域に向けた欠陥の調整可能性。 (c、f、i) 高エネルギー領域に向けた欠陥の調整可能性。 すべての赤色の矢印は、無ひずみ下の ZPL エネルギーを示します。 すべての青色と緑色の矢印は、それぞれ低エネルギー領域と高エネルギー領域に向けて調整された ZPL エネルギーを示します。 歪みのない量子エミッターと歪みのある量子エミッターの対応する PDOS 情報は、図 S4 に提供されています (サポート情報)。

外部ひずみがない状態での CBCN およびホウ素のダングリングボンド欠陥の PDOS をグラフで表したものを図 1 と 2 に示します。 S4a と S3g は、中間エネルギー状態の存在を明らかにしています (電子が占有している基底状態はフェルミ準位線の下 (左) にあり、電子が非占有の励起状態はフェルミ準位線の上 (右) にあります)。 これらの中間エネルギー状態間のエネルギー差は、それぞれのエネルギー (3.54 eV および 3.18 eV) でのローレンツ型 ZPL 発光と一致しており、この一貫性は可視紫外領域の境界線付近での量子発光を裏付けており、これは両方の方向への幅広い調整可能性をカバーするのに役立ちます。可視領域と紫外 (UV-A) 領域。

この CBCN およびボロンのダングリング ボンド欠陥は、二軸歪み誘起の場合にのみ、より低いエネルギー領域とより高いエネルギー領域に向かってより優れた線形の調整性を示します。これらの欠陥の調整可能範囲と、調整に関与する二軸歪みの種類を表 3 および 4 に示します。

CBCNおよびホウ素のダングリングボンド欠陥は、図2および図3に示すように、正の二軸歪み誘起に対してそれぞれ最大2.8 eVおよび2.7 eVまでの低エネルギー領域に向けて調整可能性を示します。 図１２ｂおよび１１ｈにそれぞれ示され、その逆も同様であり、欠陥は、図１２ａおよび図１１ｈに示されるように、それぞれ最大３．６５ｅＶおよび３．３ｅＶまでの高エネルギー領域に向けて調整可能性を示す。 負の二軸ひずみ誘発用の 12c および 11i。

また、CBCNとホウ素のダングリングボンド欠陥を含むひずみ誘起（二軸ひずみ）2D hBN層のPDOSも調査しました。図1〜3に示すように、エネルギー状態間のエネルギーギャップが減少している（エネルギー値を下げるように設計されている）ことがわかりました。 S4b と S3h はそれぞれ、正の二軸歪み誘起用で、赤方偏移した量子発光の原因となります。 対照的に、図３および図４に示すように、エネルギー状態間のエネルギーギャップは増加する（より高いエネルギー値に設計される）ことがわかった。 S4c と S3i はそれぞれ負の二軸歪みであり、これが量子発光のブルーシフトの原因です。

したがって、CBCN およびホウ素ダングリングボンド欠陥の PDOS の変調されたエネルギーギャップ値も、それらの調整された発光エネルギー (シミュレーションされた発光スペクトル) と一致します。 ひずみ欠陥の PDOS とその最大調整可能放出に関連するこれらの完全な詳細を表 5 に示します。

したがって、この無ひずみと二軸ひずみの操作された中間状態のエネルギー ギャップ (PDOS 表現から観察) の一貫性は、未調整および調整された発光スペクトルとともに、調整可能な量子発光 (可視から紫外 (UV-A) 領域まで) を裏付けます。 CBCN およびボロンのダングリング ボンド欠陥。

得られたシミュレーションデータによると、図9に示すように、外部ひずみの誘導により、VBO2欠陥のみが1589.5 nm（0.78 eV）付近の通信波長範囲（Cバンド）での量子発光を調整する潜在的な候補であることがわかります。これはIR領域でのQKDの必須要件であり、一方、ホウ素モノ空孔（VB欠陥）は、図に示すように、255 nm（4.86 eV）付近の太陽結合（UV-C）領域の奥深くまで発光調整可能性を示します。 .10 は、UV 領域での量子通信の効率的な実装を強力にサポートおよび強化します。

残りの欠陥は、図1および2に示すように、可視-IR領域（CBVN欠陥）、UV-可視領域（ボロンのダングリングボンドおよびCBCN欠陥）、およびUV-A領域の一部（VNおよびVBN欠陥）の周囲で調整可能な発光を示します。 8、11、12。

図S1と図11e、fに示すように、NBVN欠陥のみが可視領域のコアを通る調整範囲を示し、そのような断続的な発光は量子フォトニックデバイスの強化を促進する可能性があります。 結果の分析と考察セクションから抽出した短い要約表を表 6 に示します。表 6 は、低エネルギー領域と高エネルギー領域に向けて調整するための、輝点欠陥と原因となる外部ひずみ誘発タイプに関する簡単な情報と比較を提供します。

シミュレートされたデータから、すべての欠陥 (VBO2、CBVN、NBVN、CBCN、VBN、およびボロンのダングリング ボンド) について、単空孔欠陥 (VB および VN) と比較して広い範囲の調整可能性が観察されることが観察されました。 表 1 にリストされているすべての欠陥について、表 3 および 4 で観察されるように、低エネルギー領域に比べて高エネルギー領域に向けて大きな調整性を示した VBN および CBVN 欠陥を除いて、高エネルギー領域に比べて低エネルギー領域に向けてより高い調整性が観察されます。

特に、自己または炭素格子間欠陥（NBVNおよびCBVN）を含む窒素モノ空孔のみが、3つの異なるひずみ（二軸、片側横ひずみ、および片側縦ひずみ）すべてに対して巨大な調整性を示すことを観察しました。 特に、参考文献１４、２１、２５で観察されるように、二軸ひずみと比較して、片側横ひずみおよび片側縦ひずみに対するＮＢＶＮ欠陥およびＣＢＶＮ欠陥についてより大きなオーダーの調整性が観察される。

量子エミッターは、誘起されたすべてのひずみに対して、低エネルギー領域から高エネルギー領域までの可能な調整範囲全体にわたって、変形することなく ZPL ローレンツ形状 (量子放射の特徴) を保持することがわかりました。

異なる輝点欠陥は、異なるひずみ値に対して異なる調整範囲と異なる応答を示します。このことは、各輝点欠陥が、異なる製造プロセスや欠陥構造の方向、中間エネルギー状態間の異なるエネルギーギャップ（原因によって作成される）など、独自の固有の特性を持っていることをさらに裏付けます。点欠陥）など。

さまざまな外部ひずみを誘発することによって、より低いエネルギー領域とより高いエネルギー領域に向けて量子発光を調整する際、すべての欠陥が発光スペクトル内のローレンツ型 ZPL ピークの強度の増加または減少を示すことを観察しました。 量子発光の調整中のこの強度の増加または減少は、以前の実験や DFT 計算作業でも観察されました 14,21。

従来、この ZPL 強度は放出速度 (1 秒あたりに放出される光子) 39 を表し、この強度の増加または減少により、外部ひずみ誘起による量子調整中に放出速度の増加または減少が伝達されます。

原子レベルでの解明では、輝点欠陥からの発光スペクトルのこのシフトと調整の背後にある重要な理由は、外部ひずみ誘起による結晶構造の変化と変形によるものです。

主に、さまざまなひずみ誘起に対する輝点欠陥の原子結合長の変形が観察されました。 この記事では、外部ひずみ誘起によって結合長が変形する点欠陥のいくつかを紹介します。これらの点欠陥は、発光スペクトルを低エネルギー領域および高エネルギー領域に向けて調整する役割を果たします。

図 13 は、二軸ひずみ誘起による VB 点欠陥の結合長の変形を表しています。 図 13a は、ゼロひずみ条件 (外部ひずみが誘導されない) での、VB 欠陥の最適化された結晶構造とそれに対応する結合長を表しています。

二軸ひずみの誘発により VB 欠陥で変化する結合長の概略図。 (a) 最適化された VB 点欠陥と、外部誘導条件なしで測定された対応する結合長。 (b、c) それぞれ正および負の二軸ひずみ誘起下で測定された VB 点欠陥とその変化した結合長。 (a) に示すように、無ひずみ条件下での点欠陥の結合長と比較して、結合長は正の二軸ひずみの場合は増加し、負の二軸ひずみの場合は減少しました。 VB 欠陥に適用された正および負のひずみの割合を表 5 に示します。

図 13b は、正の二軸歪み誘起による VB 点欠陥結晶結合長の変形を表しています。 図 13c は、負の二軸歪み誘起による VB 点欠陥結晶結合長の変形を表しています。

結合長の変化が明確に観察されたため、正の二軸歪み誘起では、結晶の結合長が点欠陥の結合長 (歪みなし条件下) と比較して増加していることがわかります。 この結合長の増加は、点欠陥のバンドギャップ変調 (バンドギャップの減少) と、それに対応する発光スペクトルの低エネルギー領域へのシフトの大きな理由となる可能性があります。

同様に、負の二軸歪み誘発の場合、結晶の結合長は、点欠陥の結合長（歪みのない条件下）と比較して減少することが判明した。 この結合長の減少は、点欠陥のバンドギャップ変調 (バンドギャップの増加) と、それに対応する発光スペクトルの高エネルギー領域へのシフトの重大な理由となる可能性があります。

また、正および負の二軸ひずみ誘起に対する点欠陥 (ホウ素ダングリングボンド、NBVN および CBVN) の結晶結合長の変形も調べました。結合長の変化の概略図を図 2 および図 3 に示しました。 それぞれS5、S6、S7。

点欠陥（ホウ素ダングリングボンド、NBVN、CBVN）については、図に示すように、VB 点欠陥で観察された挙動と同じように、正の二軸ひずみの場合は結合長が増加し、負の二軸ひずみの場合は結合長が減少することが観察されました。 13.

我々の調査によると、正の二軸ひずみによる点欠陥（ホウ素ダングリングボンド、VB、NBVN、CBVN）のすべての結合長の増加に対する赤方偏移量子発光と、すべての結合の減少に対する青方偏移量子発光の対称関係負の二軸ひずみ誘発による点欠陥の長さが観察されました。

しかし、この対称性は、片側の横方向および縦方向のひずみ誘発の場合には破られます。 これは、図2および図3で説明したように、片側の横方向および縦方向のひずみ誘発に伴う負のポアソン比効果によるものです。 3と7。

それぞれ図14と図S8に示すように、点欠陥NBVNとCBVNの片側の横方向および縦方向のひずみ誘発の引張効果と圧縮効果に対する結合長の変形を観察しました。

片側の横方向および縦方向のひずみ誘発による NBVN 欠陥における結合長の変化の概略図。 (a) 最適化された NBVN 点欠陥と、外部誘導条件なしで測定された対応する結合長。 (b、c) NBVN 点欠陥と、片側横ひずみの引張効果および片側縦ひずみ誘発の圧縮効果下で測定されたその変化した結合長。 片側の横方向および縦方向の両方のひずみ誘起において、結合長の一部は増加する傾向があり、結合長の一部は減少する傾向があります。 これは、片側の横方向および縦方向のひずみ誘発に加えて、ポアソン比効果の関与によるものです。 NBVN 欠陥に適用された正および負のひずみの割合を表 5 に示します。

NBVNおよびCBVN欠陥の片側横ひずみ誘発の引張効果については、それぞれ図14bと図S8bに示すように、結合長の一部は増加する傾向があり、結合長の一部は減少する傾向があります。 この結合長の増加と減少はどちらも、片側の横ひずみの引張効果と、それに対応する圧縮ポアソン比変形によるものです。

同様に、NBVNおよびCBVN欠陥に対する片側縦ひずみ誘発の圧縮効果については、それぞれ図14cと図S8cに示すように、結合長の一部は増加する傾向があり、結合長の一部は減少する傾向があります。 この結合長の増加と減少はどちらも、片側縦ひずみの圧縮効果と、対応する引張ポアソン比変形によるものです。

上記のセッションで説明したように、これらの輝点欠陥は、参考文献 39 に示すように 2D hBN の広いバンドギャップ間 (価電子帯と伝導帯の間) に中間エネルギー状態を生成します。 この占有された基底状態の電子が十分なエネルギーで励起されると、非占有励起状態に遷移します。 この遷移中、単一の電子はそれ自身の個別のスピンを保存することが判明しました。つまり、電子は同じスピンタイプの電子を持つ励起状態に移行します。

このスピン タイプは、スピンアップ ↑ またはスピンダウン ↓ のいずれかであり、すべての輝点欠陥 (表 1 にリストされているとおり) は、さまざまなスピン偏極遷移を保存することが判明しており、点欠陥が保存するスピン遷移のタイプに関連する情報を取得できます。輝点欠陥のPDOS実行から。 スピン転移のタイプ、点欠陥に関連する完全なデータは、DFT シミュレーション中に保存されており、表 ST1 にリストされています (サポート情報に表が示されています)。

当社の DFT 計算は、輝点欠陥の量子発光エネルギー、さまざまな外部ひずみ誘起による調整可能な発光範囲、および中間エネルギー準位における対応する状態密度占有に関する貴重な洞察を提供します。 ただし、点欠陥の励起状態構造45、スピン軌道、およびそれらの超微細結合など、発光点欠陥の重要な側面に対処するように制約されています。

ベーテ・サルピーター方程式 (BSE) を用いた最先端の GW 近似やその他の最近の手法は、励起状態構造、スピン軌道、超微細結合などの発光点欠陥の特性を正確に特徴付けることができますが、これは能力を超えています。 DFT 研究の結果31、32、33、34、35。 しかし、BSE 計算で GW 近似を使用した輝点欠陥の第一原理計算は最近の進歩であり、多くの計算リソースと時間を必要とします。 したがって、この研究では、点欠陥の初期の GW 計算のいくつかに取り組みます。その近似は私たちの研究とほぼ一致しています。

発光が約 4 eV であることが判明した単空孔および二空孔欠陥は、参考文献 46 に示されている GW 近似を使用した励起状態の構造計算において、電子の完全占有、半分満たされた、および非占有のエネルギー状態の存在を明らかにしました。単一光子の放出の可能性に似ています。 我々のDFTシミュレーションによると、VB欠陥はディープソーラーブラインド（UV-C）領域に対してより大きな調整可能性を示し、それに対応する縮退状態の超微細結合も、同様に最近推定されたGW-BSE計算を使用して計算されました。文献47、48。

欠陥レベルの精度は、ab-initio CCSD(T)、EOMCCSD、CASPT2、および MRCI 計算に対して個々のレベルを校正することによって検査され 49、そのようなプロセスでは、文献 49 と同様に、CBVN 欠陥のスピン軌道および超微細結合も検査されました。 GW 近似からの最新の発見は、他の 2D 材料およびそれに対応する欠陥と同様に、hBN の欠陥に関連する光学遷移も励起子効果によって支配されるということでした 50。 欠陥プールの中で、GW-BSE 近似によると、NBVN 欠陥のみがその原子構造と光物理的特性を相関させる可能性が最も高くなります50。 これらの詳細な計算により、NBVN 欠陥の原子構造の小さな摂動に対するその放射特性の強い依存性が明らかになりました。

すべての DFT シミュレーション パラメーターを同じに設定し、スピンを非分極条件に割り当てることで歪み誘起シミュレーションを再実行しました。発光エネルギーの小さな変動で量子エミッターの最も類似した調整可能性がすべて得られ、その調整可能な量子発光が示されました。図15に示す。

DFT で計算された、外部ひずみ誘起に対する輝点欠陥のスピン非偏光量子発光調整可能性。 左側のパネルに向かうすべての発光スペクトルは、より低いエネルギー領域に向かう量子発光調整可能性であり、右側のパネルに向かう発光スペクトルは、より高いエネルギー領域に向けて調整可能である。 (a、b) 0.91 eV の ZPL を持つ VBO2 欠陥の調整可能性。 (c、d) 1.85 eV の ZPL を持つ NBVN 欠陥の調整可能性。 (e、f) 2.4 eV の ZPL を持つホウ素のダングリング ボンドの調整可能性。 (g、h) 3.55 eV で ZPL を持つ CBCN 欠陥の調整可能性。 (i,j) 3.46 eV の ZPL を持つ VBN 欠陥の調整可能性。 (k,l) 4.67 eV の ZPL を持つ VB 欠陥の調整可能性。 (m,n) 3.29 eV の ZPL を持つ VN 欠陥の調整可能性。 (o、p) 3.82 eV の ZPL を持つ CB 欠陥 (炭素で置換されたボロン) の調整可能性。 (q,r) 1.54 eV の ZPL を持つ AlN (窒化アルミニウム) の NALVN 欠陥の調整可能性。 すべての赤色の矢印は、無ひずみ下の ZPL エネルギーを示します。 すべての青色と緑色の矢印は、それぞれ低エネルギー領域と高エネルギー領域に向けて調整された ZPL エネルギーを示します。

以前の文献では、炭素で置換されたホウ素 (CB 欠陥) 51 も効率的な UV 量子エミッターであると報告されています。 したがって、外部ひずみによるCB欠陥の調整可能性も調べました。予測どおり、CB欠陥は、図15o、pに示すように、高エネルギー領域に向けた調整可能性と比較して、低エネルギー領域に向けてより大きな調整可能性を示します。

CB 欠陥の場合、スピン偏極 DFT 計算と比較して、非偏極スピン計算でよく分離された ZPL ローレンツ形状 (量子発光サイン) が観察されました。 2D 材料の伸縮性特性を調べるために、2D AlN (窒化アルミニウム) 材料に形成された NALVN 欠陥 52 に対して正および負の二軸ひずみ誘発シミュレーション (スピン非分極条件下) もシミュレーションしました。そして、図に観察されるような調整可能性が得られました。 . 15q,r、2D 素材の高い伸縮性特性を確認します。

要約すると、層状 hBN の量子エミッターが、通信 (C バンド) 波長範囲からソーラー ブラインド (UV-C) 領域までの単一光子放射をカバーする潜在的な候補であることを確認します。 2D hBN の自然な双曲線特性と高い伸縮性特性により、制御可能な外部ひずみを高次まで誘導し、量子発光波長をカスタマイズすることができます。 制約付きDFT計算により、有望な単一光子源と考えられる量子エミッタへの二軸性および制約付き垂直ひずみ(片側横ひずみおよび片側縦ひずみ)の誘発をシミュレーションしました。 特に、VBO2 欠陥と VB 欠陥は、それぞれ 1589.5 nm と 255 nm の波長範囲まで、外部ひずみに対する量子発光調整性を示すことが判明しました。これにより、光ファイバーを介した長距離および短距離の量子鍵配布の実装の成功が強化されます。それぞれ自由空間チャネル。 残りの重要な量子エミッタ（ホウ素のダングリングボンド、CBVN、CBCN、VBN、および VN 欠陥）は、UV-A から近赤外領域までの量子発光調整可能性を明らかにし、孤立した NBVN 欠陥は可視領域のコアを介して量子発光調整を投影し、これにより発光量が向上します。量子フォトニックデバイスの実装。 歪みのない輝点欠陥と歪みのある輝点欠陥の対応する PDOS グラフは、外部歪み誘起による量子発光の調整可能性を確認するための裏付けとなります。 そして、励起状態の構造、スピン軌道、超微細結合などの特性をより正確に特徴付けるには、時間のかかることとは関係なく、すべての輝点欠陥のより複雑な GW 計算近似が必要です。さらに、実験による検証この量子発光の調整可能性を実際に評価し、単一光子の純度と上記の特性を検査するには、これが必要です。 私たちの成果は、カスタマイズされた発光波長を備えた量子エミッターの実用的な実装、または単一ホスト材料上での絶対的な UV-C から通信 (C バンド) 波長発光を打ち出すことを実験者にアドバイスする可能性があり、これにより堅牢な QKD ベースの量子情報技術の確立が強化されます。

現在の研究中に使用および/または分析されたデータセットは、合理的な要求に応じて責任著者から入手できます。

この記事の元のオンライン バージョンは改訂されました。この記事の元のバージョンでは、補足情報ファイルに追跡された変更が含まれていましたが、現在は削除されています。

Kuo、D. et al. 単電子トランジスタに基づく赤外線波長量子通信。 内部。 J.量子研究所 03(01)、163–172 (2005)。

記事 MATH Google Scholar

Liu, Y.、Zhang, L.、Zhang, X. 他赤外線量子通信システムにおける量子中継器。 2010 年第 3 回生物医工学および情報学に関する国際会議 (2010)。

ラマスワミ、R. 他光ファイバー通信：伝送からネットワークへ。 IEEE コミューン。 マグ。 40(5)、138–147 (2002)。

記事 Google Scholar

ピッタルガ、M. et al. デュアルバンド安定化を備えた 600 km のリピーターのような量子通信。 ナット。 光子。 15(7)、530–535 (2021)。

記事 ADS CAS Google Scholar

バトラー、W.ら。 1 km を超える実用的な自由空間量子鍵配布。 物理学。 レット牧師。 81(15)、3283–3286 (1998)。

記事 ADS CAS Google Scholar

アーシン、R.ら。 144 km にわたるもつれベースの量子通信。 ナット。 物理学。 3(7)、481–486 (2007)。

記事 CAS Google Scholar

Xu, Z. & Sadler, B. 紫外線通信: 可能性と最先端。 IEEE コミューン。 マグ。 46(5)、67–73 (2008)。

記事 Google Scholar

Bourrellier、R. et al. h-BN の点欠陥における明るい UV 単一光子放出。 ナノレット。 16(7)、4317–4321 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Xia, F.、Wang, H.、Xiao, D.、Dubey, M.、Ramasubramaniam, A. 二次元材料ナノフォトニクス。 ナット。 光子。 8(12)、899–907 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Caldwell, J. et al. 六方晶系窒化ホウ素によるフォトニクス。 ナット。 メーター牧師。 4(8)、552–567 (2019)。

記事 CAS Google Scholar

Aharonovich, I.、Englund, D. & Toth, M. 固体単一光子エミッター。 ナット。 光子。 10(10)、631–641 (2016)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Toth, M. & Aharonovich, I. 原子的に薄い物質内の単一光子源。 アンヌ。 Rev. Phys. 化学。 70(1)、123–142 (2019)。

記事 ADS CAS Google Scholar

キアニニア、M.ら。 800 K で動作する堅牢な固体量子システム。ACS フォトン。 4(4)、768–773 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

トラン、T.ら。 六方晶系窒化ホウ素の点欠陥からの堅牢な多色単一光子放出。 ACS Nano 10(8)、7331–7338 (2016)。

記事 CAS Google Scholar

Shaik, A. & Palla, P. 六方晶系窒化ホウ素単一光子源を使用した光量子技術。 科学。 議員11、1（2021）。

ADS Google Scholar

Tan, Q.、Liu, X.、Guo, D. & Zhang, J. hBN の紫外から近赤外の単一光子エミッター。 物理学.app-ph (2019)。

Ma, X.、Hartmann, N.、Baldwin, J.、Doorn, S. & Htoon, H. カーボン ナノチューブの孤立ドーパントからの室温での単一光子の生成。 ナット。 ナノテクノロジー。 10(8)、671–675 (2015)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Holmes, M.、Choi, K.、Kako, S.、Arita, M. & Arakawa, Y. 室温で、III 族窒化物サイト制御ナノワイヤ量子ドットから単一光子放出が引き起こされました。 ナノレット。 14(2)、982–986 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Zhou、Y.ら。 通信範囲の室温固体量子エミッタ。 科学。 上級 4、3 (2018)。

記事 Google Scholar

Roldán, R.、Castellanos-Gomez, A.、Cappelluti, E.、Guinea, F. 半導体二次元結晶におけるひずみ工学。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 凝縮します。 事項 27(31)、313201 (2015)。

記事 ADS Google Scholar

グロッソ、G. et al. 六方晶系窒化ホウ素の原子欠陥からの調整可能な高純度室温単一光子放出。 ナット。 共通。 8、1 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

Tawfik, S. et al. hBN欠陥からの量子発光の第一原理研究。 ナノスケール 9(36)、13575–13582 (2017)。

記事 CAS Google Scholar

ソレール、J.ら。 ab initioorder-Nmaterials シミュレーション用の SIESTA メソッド。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 凝縮します。 事項 14(11)、2745–2779 (2002)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Kresse, G. & Furthmüller, J. 平面波基底系を使用した初期エネルギー計算のための効率的な反復スキーム。 物理学。 Rev. B 54(16)、11169–11186 (1996)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Mendelson, N.、Doherty, M.、Toth, M.、Aharonovich, I. & Tran, T. 六方晶系窒化ホウ素における量子エミッターの光学特性のひずみ誘起変化。 上級メーター。 32(21)、1908316 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

アンドルリダキス、C.ら。 制御された二軸変形下のグラフェンフレーク。 科学。 議員5、1（2015）。

記事 Google Scholar

Perdew, J.、Burke, K.、Ernzerhof, M. 一般化された勾配近似が簡単になりました。 物理学。 レット牧師。 77(18)、3865–3868 (1996)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Troullier, N. & Martins, J. 平面波計算のための効率的な擬ポテンシャル。 II. 高速反復対角化のための演算子。 物理学。 Rev. B 43(11)、8861–8869 (1991)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ファリン、A.ら。 原子的に薄い窒化ホウ素の機械的性質と層間相互作用の役割。 ナット。 共通。 8、1. https://doi.org/10.1038/ncomms15815 (2017)。

記事 Google Scholar

Smidstrup, S. et al. QuantumATK: 電子および原子スケールのモデリング ツールの統合プラットフォーム。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 凝縮します。 事項 32(1)、015901 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

Chen, W. & Pasquarello, A. 固体内の欠陥エネルギー レベルを計算するための GW の精度。 物理学。 Rev. B 96、2 (2017)。

Google スカラー

Refaely-Abramson, S.、Qiu, D.、Louie, S. & Neaton, J. 単層遷移金属ジカルコゲニドにおける低位励起子の欠陥誘起修飾とバレー選択性。 物理学。 レット牧師。 121、16 (2018)。

記事 Google Scholar

Berseneva, N.、Gulans, A.、Krasheninnikov, A. & Nieminen, R. 第一原理計算による炭素ドープ窒化ホウ素シートの電子構造。 物理学。 Rev. B 87、3 (2013)。

記事 Google Scholar

Rinke, P.、Janotti, A.、Scheffler, M. & Van de Walle, C. バンドギャップ問題のない欠陥形成エネルギー: 密度汎関数理論とシリコン自己格子間の GW アプローチの組み合わせ。 物理学。 レット牧師。 102、2 (2009)。

記事 Google Scholar

Hedström, M.、Schindlmayr, A.、Schwarz, G. & Scheffler, M. GaAs(110) および InP(110) のアニオン空孔の電子特性に対する準粒子補正。 物理学。 レット牧師。 97、22 (2006)。

記事 Google Scholar

Ziegler, T.、Krykunov, M. & Cullen, J. 励起状態を記述するための自己矛盾のない収縮変分密度汎関数理論の実装。 Ｊ．Ｃｈｅｍ． 物理学。 136(12)、124107 (2012)。

記事 ADS Google Scholar

Xu、Z.ら。 プラズマ処理された 2D 六方晶窒化ホウ素からの単一光子放出。 ナノスケール 10(17)、7957–7965 (2018)。

記事 CAS Google Scholar

メンデルソン、N. et al. 六方晶系窒化ホウ素からの可視単一光子放出源として炭素を特定。 ナット。 メーター。 20(3)、321–328 (2020)。

記事 ADS Google Scholar

Tran, T.、Bray, K.、Ford, M.、Toth, M.、Aharonovich, I. 六方晶系窒化ホウ素単層からの量子発光。 ナット。 ナノテクノロジー。 11(1)、37–41 (2015)。

記事 ADS Google Scholar

Turiansky, M.、Alkauskas, A.、Bassett, L. & Van de Walle, C. 単一光子エミッターとしての六方晶窒化ホウ素のダングリングボンド。 物理学。 レット牧師。 123、12 (2019)。

記事 Google Scholar

Choi, S. et al. 大きな六方晶系窒化ホウ素層における量子エミッターのエンジニアリングと局在化。 ACS アプリケーション。 メーター。 インターフェイス 8(43)、29642–29648 (2016)。

記事 CAS Google Scholar

Mackoit-Sinkevičienė, M.、Maciaszek, M.、Van de Walle, C. & Alkauskas, A. 六方晶系窒化ホウ素の 4.1 eV 発光源としての炭素二量体欠陥。 応用物理学。 レット。 115(21)、212101 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

Zobelli、A. et al. BN ナノチューブの欠陥構造：単一空孔から転位線まで。 ナノレット。 6(9)、1955 ～ 1960 年 (2006)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Jin, C.、Lin, F.、Suenaga, K.、Iijima, S. 自立型窒化ホウ素単層の作製とその欠陥の割り当て。 物理学。 レット牧師。 102、19 (2009)。

記事 Google Scholar

Kirchhoff, A.、Deilmann, T.、Krüger, P. & Rohlfing, M. 元の形態および第一原理による点欠陥を含む六方晶系窒化ホウ素単層の電子的および光学的特性。 物理学。 Rev. B 106、4 (2022)。

記事 Google Scholar

Attaccalite, C.、Bockstedte, M.、Marini, A.、Rubio, A. & Wirtz, L. 窒化ホウ素ナノ構造における励起子と欠陥状態のカップリング。 物理学。 Rev. B 83、14 (2011)。

記事 Google Scholar

Chen, Y. & Quek, S. 六方晶系窒化ホウ素におけるホウ素空孔由来の欠陥中心の光物理学的特性。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 化学。 C 125(39)、21791–21802 (2021)。

記事 CAS Google Scholar

Bertoldo, F.、Ali, S.、Manti, S. & Thygesen, K. 2D 材料の量子点欠陥 - QPOD データベース。 NPJ コンピューティング。 メーター。 8、1 (2021)。

Google スカラー

Sajid, A.、Reimers, J. & Ford, M. 六方晶系窒化ホウ素の欠陥状態: 量子計算に関連する観察された特性の割り当てと特性の予測。 物理学。 Rev. B 97、6 (2018)。

記事 Google Scholar

Gao, S.、Chen, H. & Bernardi, M. 励起状態計算とベイジアン解析による窒化ホウ素の量子エミッターの放射特性。 NPJ コンピューティング。 メーター。 7、1 (2021)。

記事 Google Scholar

Weston, L.、Wickramaratne, D.、Mackoit, M.、Alkauskas, A. & Van de Walle, C. 六方晶系窒化ホウ素の固有の点欠陥と不純物。 物理学。 Rev. B 97、21 (2018)。

記事 Google Scholar

Xue、Y.ら。 窒化アルミニウム膜の点欠陥からの単一光子放出。 Ｊ．Ｐｈｙｓ． 化学。 レット。 11(7)、2689–2694 (2020)。

記事 CAS Google Scholar

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ペンチャライア・パラ博士は、ニューデリーの国防研究開発機構 (DRDO) から受けた支援に感謝します (研究助成金番号 ERIP/ER/201703002/M/01/1738)。 パラ博士はまた、高度な計算研究施設を提供してくれた VIT ヴェールールのナノテクノロジー研究センター (CNR) にも感謝しています。

ヴェールール工科大学電子工学部マイクロ・ナノエレクトロニクス学科、ヴェールール、タミル・ナドゥ、632014、インド

アクバル・バシャ・ドゥアル・シャイク & ペンチャライア・パラ

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PP は原稿作成作業全体を監督しました。 DSAB と PP の両著者は、原稿の開発に等しく貢献しました。 両方の著者が原稿をレビューしました。

ペンチャライア・パラへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガー ネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

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転載と許可

Shaik, ABDa.、Palla, P. 通信バンド用の六方晶窒化ホウ素の原子欠陥からの歪み調整可能な量子放射。 Sci Rep 12、21673 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-26061-w

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受信日: 2022 年 2 月 20 日

受理日: 2022 年 12 月 8 日

公開日: 2022 年 12 月 15 日

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

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