文章链接：https://pubs.acs.org/doi/10.1021/acs.nanolett.4c01679
光触发和同质结是文章的两个亮点，在制备的非对称电极（顶部电极和底部电极）WSe2器件中，由于单侧底部电极的屏蔽产生随栅电压调控的同质结，表现出静电可重构性能（N型和P型晶体管可调）以及光触发的反双极性行为，文章对于机理也做了计算和实验验证，该成果来自于山东大学集成电路学院张嘉炜教授、李玉香教授团队。
摘要
目前，反双极性晶体管 (Anti-ambipolar transistor, AAT) 的构造主要基于不对称异质结构，但制造起来具有挑战性。用于光电探测的 AAT 伴随着难以抑制的暗电流，导致灵敏度降低。这项工作提出了基于平面横向 WSe2同质结（无范德华异质结构）的光触发 AAT。在该器件中，由于底部电极的屏蔽效应，WSe2部分沟道由背栅极电控制，从而产生随栅极电压动态调制的同质结，表现出静电可重构和光触发的反双极型行为。它在 635 nm 照射下表现出高响应度（188 A/W）和探测率（8.94 × 1014 Jones），功率密度低至 0.23 μW/cm2，有望成为一种低功耗、高性能光电探测器的新方法。此外，该器件还展示了高效的自驱动光电检测。此外，利用单片 WSe2实现了三元反相器，简化了多值逻辑器件的制造。
研究背景与结果
反双极性晶体管 (AAT) 与单极性场效应晶体管和传统双极性器件截然不同，它是一种表现出凸形传输特性的器件，其中沟道电导在特定的栅极偏置下达到峰值。通常，AAT 基于非对称器件结构，其中 n 型和 p 型半导体位于两端，在中间重叠部分形成 pn 异质结。具体来说，p型半导体的开启电压需要大于n型半导体的开启电压。一般认为，当串联的 p 通道和 n 通道同时处于导通状态时，AAT 会出现尖峰状瞬态电流。因此，AAT 的设计需要精心匹配 p/n 型半导体的开启电压、精确控制的载流子密度以及精细的能带排列。目前，研究人员已经开发出许多优秀的AAT，包括MoS2 /MoTe2， 1D GaAsSb/2D MoS2， InSe/ WSe2 , MoTe2 /SnS2 ,事实上，这种反双极特性在逻辑电路、光电子学和量子叠加态处理中都有着重要的应用。例如，通过利用跨导的翻转，这些器件可用于构建倍频器、二进制相移键控和三元反相器。此外，最近的研究发现，光可以作为开关，实现二进制和多值逻辑（MVL）之间的设备转换，为信息加密提供了新的范式。除了上述特点外，通过栅极控制调整异质结内的不同能带排列，可以操纵光诱导载流子的分离和传输，从而优化光电流幅度。此特性可用于有效捕获光信号。
通过构建基于异质结的AAT，研究人员成功采用栅极控制调制策略实现了对光信号的有效获取。然而，这些光电探测器在p型和n型半导体同时导电时工作，使得这些栅极可调光电探测器的载流子浓度很大程度上受栅极控制而不是光信号的影响。这必然会导致更高的暗电流，从而导致高功耗，从而降低检测率和捕获弱光信号的能力。使用相同的栅极调制实现关闭状态（暗条件）和光触发反双极状态可以增强弱光信号检测。然而，对具有极低暗电流的光触发反双极晶体管的研究仍然有限。这可能是由于反双极异质二极管的制造难度大，以及缺乏有效的光触发反双极晶体管制造策略。
在现有方法中，AAT 是基于异质结构建的，需要复杂的传输技术。不幸的是，精确的转移会带来一定的失败风险、增加操作复杂性和时间成本。此外，二维（2D）材料的能带结构随层数的增加而发生显著变化，需要精确的识别技术。原则上，p/n型半导体和中间异质结的能带在栅极调制下同时变化。此外，当引入辐照时，几乎不可能确定其原理。事实上，指导传统 AAT 的原理存在争议，而光触发反双极晶体管的物理原理则更加复杂。因此，需要开发结构优化且不含范德华 (vdW) 异质结的 AAT，以简化制造并解决理论研究挑战。
本工作展示了无需范德华异质结构的光触发 WSe2 AAT，可用于构建高灵敏度光电探测器。在该器件中，通过底部金属电极的屏蔽作用，WSe2沟道可分为两个区域：受背栅调制或不受背栅调制的区域。由于背栅单向电控制，WSe 2 AAT的内建电场方向随栅极电压 ( V G )的变化而变化，表现出静电可重构和光触发的反双极性传输行为。值得注意的是，由于在耗尽区 (暗条件) 发生光触发的反双极性传输，WSe2 AAT 实现了低暗电流 (0.69 pA) 和对光的灵敏响应。该器件在 635 nm 光照下表现出高响应度 (188 A/W) 和探测率 (8.94 × 10 14
Jones)，功率密度为 0.23 μW/cm 2 。此外，通过连接到外部电阻的WSe2 AAT可以在非常低的功耗 (0.412 nW) 下实现1.97 × 10 11 V/W的极高响应度。此外，具有非对称电极的 WSe2 AAT 表现出优异的自驱动光电检测性能，响应度高达 20.2 A/W，探测率为 2.1 × 10 13 Jones。因此，该器件结构在低功率光电检测中有着广泛的应用前景。最后，利用单片 WSe 2制作三元反相器，大大简化了 MVL 电路的制造。
图 1a展示了 WSe2 AAT 的示意图。WSe2 AAT 器件的制作方法详见支持信息第 1 部分。图 S1所示的拉曼光谱显示 WSe2的E 2g 1和 A 1g振动模式之间的峰值差为 10 cm –1，表明器件中的通道材料为多层 WSe2。在 WSe2 AAT 中， SiO2上的WSe2区域可以通过背栅的电控制进行调制，而 Ti 上的 WSe2区域由于底电极的屏蔽效应只能受到微弱的调制。图 1b显示了 WSe2 AAT的顶视图。图 1c显示了WSe2 AAT 在 635 nm 光源照射下的传输曲线（ID–VG ，VD = −1 V），显示出明显的凸形反双极传输特性。在绿色阴影区域内，WSe2 AAT 在光照下漏极电流沿负V G方向减小。在 635 nm 光照下，我们的器件峰谷比为 29.3，功率密度为 20.61 μW/cm 2，与之前报道的基于二维材料的器件相当。此外，当施加漏极电压V D = −0.5 V、−1 V、−1.5 和 1 V 时，可以明显看到类似的反双极性传输特性（详细的器件电特性可以在支持信息的第 2 部分中找到）。图 1d
显示了光照下相对于V G 的相应跨导（g m ） ，其中可以清楚地观察到负差分跨导。
图 1. WSe2 AAT 的器件结构和传输特性。 (a) WSe2 AAT示意图。 (b) WSe2 AAT 的光学图像。 (c)光照下WSe2 AAT 的I D – V G曲线（λ 为 635 nm，功率密度为 20.61 μW/cm2）。 (d)光照下 WSe2 AAT 的g m – V G曲线（λ 为 635 nm，功率密度为 20.61 μW/cm2）。
为了研究该器件所表现出的独特现象，在暗光和光照条件下进行了一系列电气测试。如图 2a 所示，器件在暗条件下的传输曲线表明，当漏极偏压分别设置为 −1 或 1 V 时，器件极性可以重新配置为 p 型或 n 型。该器件的暗电流为 0.69 pA，n 型和 p 型晶体管的开/关电流比约等于 10 3 。无论施加正漏极偏压还是负漏极偏压，图 2a中的绿色阴影区域始终保持关闭状态。此外，当施加负漏极偏压（V D = −1 V）时，光触发的反双极性传输行为恰恰发生在该绿色阴影区域中。这种现象与之前的研究截然不同，之前的研究通常发生在 p 沟道和 n 沟道同时处于导通状态时。该器件的可重构传输行为可归因于平面同质结，其会随着V G的变化而发生变化。同质结有效地阻止了电荷载流子从底部电极注入，而空穴和电子可以通过穿过窄肖特基势垒从顶部电极注入。因此该WSe2 AAT在暗环境下表现出可重构的传输行为，其方向可以由V G决定。详细的能带图和器件无光照时的I D - V D曲线请参考支持信息第3部分。
图 2. 平面同质结的形成。 (a) WSe2 AAT 在暗光和光照（λ 为 635 nm，功率密度为 20.61 μW/cm2 ）下的I D – V G曲线。 (b) WSe2 AAT 在光照（λ 为 635 nm，功率密度为 20.61 μW/cm 2 ）下的I D – V D曲线。 (c) WSe2 AAT 的部分 AFM 图像。虚线方块表示 KPFM 映射区域。 (d) 图 c 中虚线方块的 KPFM 映射图像和功函数直方图。
图 2b示出了WSe2 AAT 在 635 nm 照明（功率密度 = 20.61 μW/cm2 ）下的I D – V D特性。当V G从 −10 变为 0 V 时，AAT 的短路电流 ( I sc ) 和开路电压 ( V oc ) 都会发生符号变化，这表明内建电场的极性发生了变化。当V G = −3 V 时，值得注意的是，光伏效应最小，这表明不存在明显的内置电场。这说明调制V G可能会使Ti 底电极上的WSe2和SiO2上的 WSe2两个区域的能带对齐，从而发生光触发的反双极性传输行为。无论V G增加还是减少，都会在两个区域边界产生同质结，从而导致光电流减小。因此，我们初步推断这些独特现象可能归因于与背栅动态调制的同质结。二维材料的费米能级 ( E F ) 可以使用E
F = ℏ ν F √n确定，其中ℏ是约化普朗克常数，n 是载流子浓度，ν F是费米速度（WSe2中为 5.0 × 10 5 m/s ）。当V G从零变为−3 V时，计算出的E F偏移为−82.8 meV。由于位于底部Ti电极上的WSe2不受栅极调制，因此其EF可视为恒定。因此，在零栅极电压下，两个区域之间的E F差约为82.8 meV。利用开尔文探针力显微镜 (KPFM) 进一步证实了平面同质结的存在。图 2c显示了WSe2反双极晶体管的部分原子力显微镜 (AFM) 图像。通过测量KPFM 尖端 (Φ Tip ) 和 WSe2薄膜 (ΦS ) 之间的接触电位差 ( ΔVCPD ) ，然后从ΦTip中减去ΔV CPD (Φ S = Φ Tip – ΔV CPD ) ，可以确定图 2c 中突出显示区域中WSe2 的功函数。 图 2d显示了 KPFM 映射图像和相应的区域功函数直方图。Ti 区域上的 WSe2的平均功函数为 4.55 eV， SiO2区域上的 WSe 2的平均功函数为 4.47 eV ，这与计算结果一致。不同区域上 WSe2功函数的差异可以归因于不对称电极的构造在支持信息的第 3 部分中可以找到设备中 WSe2纳米片和 Ti 电极的测量厚度，以及平面同质结形成的合理解释。
为了验证 WSe2
AAT的运行机制，利用聚焦激光束扫描器件并记录感应光电流，获取了扫描光电流显微镜 (SPCM) 图像。图 3a显示了获WSe2 AAT 的 SPCM 图像的实验装置。图 3b显示了用于 SPCM 测量的WSe2 AAT的顶视图光学图像。图3c展示了不同栅极电压下 WSe2 AAT 的 SPCM 图像，揭示了不同的光电流分布。在V G = −10 V 时，在晶体管上观察到最小的光电流。在V G = −3 V 时，光电流几乎覆盖整个晶体管，而在V G = 0 或 10 V 时，光电流主要产生在被 WSe2覆盖的 Ti 底部电极边缘。基于以上现象，图 3d描述了光触发反双极晶体管的原理。光触发 WSe2 AAT 中的载流子分为光生载流子和栅极诱导载流子，在图 3d中用红色和蓝色圆圈表示。当 p 和 n 沟道同时处于截止状态时，会发生反双极性传输。因此，Ti 和 SiO2上的 WSe 2能带对齐，导致沟道中的载流子密度非常低。该状态可视为耗尽状态，导致在黑暗中处于截止状态。然而，外部光源可以有效增强光生电子和空穴的产生，在施加的偏置电压下同时将它们分离，从而产生显着的电流信号。此时，光生电子和空穴共同主导反双极性传输，导致峰值光电流。此拐点以V G = V peak为标志。当V G V peak时，栅极电位引起的静电掺杂使 SiO2上WSe2的E F向下移动，从而增加通道中的空穴。内建电场的方向与施加偏压的方向相反。漏极偏压引起的光电流被同质结内的光生载流子所抵消。此外，增加V G会增强内建电场，因此需要增加漏极偏压来克服内建电场，导致电流大幅下降。当V G > V peak时， SiO2上WSe2的EF上移，由于内建电场和漏极偏压的方向相同，光电流以内建电场为主导；SiO2上沟道面积显著增大，对电流的贡献较小，导致整体电流下降。因此，单侧背栅控制内建电场的转变是引起光触发反双极输运行为的关键因素。
图 3. 反双极传输行为机制。(a) 用于获取 WSe2 AAT 的 SPCM 图像的实验装置。(b)用于 SPCM 测量的WSe2 AAT 的顶视图光学图像。(c)在不同栅极电压下（V D为 −1 V）的 WSe2 AAT 的 SPCM 图像。(d) 光照下的 WSe2 AAT能带图。红色和蓝色圆圈分别表示光生载流子和栅极诱导载流子。
为了评估具有非对称电极结构的WSe2 AAT的自供能光电检测性能，在635 nm 照明下进行了各种光电特性测试，如图4所示。图4 a显示了WSe2 AAT在黑暗和光照条件下随入射光通量变化的I D -VD曲线。当光功率密度从8.21 μW/cm 2增加到28.72 μW/cm 2时， I sc和V oc均增加。图4 b示出了WSe2 AAT在不同光功率密度下的时间依赖性，显示出一致且稳定的光电信号，凸显了该器件的稳健性。图4 c描绘了示波器测得的WSe2 AAT的光响应波形，显示出快速的光响应，上升时间为215 μs，衰减时间为292.5 μs。光电探测器件性能参数的计算见支持信息第 4 部分。如图4 d所示，器件的响应度和探测率随入射光功率的增加而降低。值得注意的是，在 8.21 μW/cm 2时，该器件表现出 20.2 A/W 的高响应度和 2.1 × 10 13 Jones 的探测率。总体而言，我们器件的响应度和探测率与其他基于 2D 材料的自驱动光电探测器相当或有所提高（见表S1 ）。这些发现凸显了 WSe2 AAT 作为高效光电探测器的潜力。
