Determinación de la energía de unión de excitones mediante espectroscopia de fotocorriente de Ge cuántico - Grupo Co., Ltd del soldador láser de Hengyang

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 14333 (2023) Citar este artículo

Detalles de métricas

Informamos la determinación de la energía de unión de excitones mediante espectroscopía de corriente de túnel de transistores de un solo orificio (SHT) de punto cuántico (QD) de germanio (Ge) que funcionan en el régimen de pocos orificios, bajo iluminación de longitud de onda (λ) de 405 a 1550 nm. Cuando la energía del fotón es menor que la energía de banda prohibida (1,46 eV) de un Ge QD de 20 nm (por ejemplo, λ = iluminaciones de 1310 nm y 1550 nm), no hay cambios en los voltajes máximos de la espectroscopia de corriente de túnel incluso cuando la irradiación La densidad de potencia alcanza hasta 10 µW/µm2. Por el contrario, se induce un cambio considerable en el pico de corriente del primer túnel del orificio hacia VG positivo (ΔVG ≈ 0,08 V a 0,33 nW/μm2 y 0,15 V a 1,4 nW/μm2) e incluso se crean picos de fotocorriente adicionales a valores de VG positivos más altos. (ΔVG ≈ 0,2 V con irradiación de 10 nW/μm2) mediante iluminación a λ = 850 nm (donde la energía del fotón coincide con la energía de banda prohibida del Ge QD de 20 nm). Estas observaciones experimentales se reforzaron aún más cuando los SHT Ge-QD se iluminaron con láseres de λ = 405 nm en condiciones de potencia óptica mucho más bajas. Los picos de corriente recién fotogenerados se atribuyen a la contribución de los complejos de excitón, biexcitón y trión positivo. Además, la energía de unión del excitón se puede determinar analizando los espectros de corriente de túnel.

Los transistores de un solo electrón o de un solo orificio (SET/SHT), que comprenden un solo QD acoplado capacitivamente a depósitos de fuente/drenaje y compuertas de émbolo a través de barreras de túnel y capas dieléctricas de puerta, respectivamente, son la encarnación definitiva para dispositivos electrónicos que controlan la corriente de túnel. con precisión de carga única basada en los efectos de bloqueo de Coulomb. Su distinción inherente del número de carga hace que los QD-SET (o SHT) sean un dispositivo de lectura inigualable para qubits de carga y espín en términos de detección de carga y conversión de espín a carga, respectivamente1,2,3,4,5,6 ,7. Gracias a su alta sensibilidad de carga, también se prevé que tanto los SET como los SHT sean muy sensibles para la fotodetección. Una vez que los fotones se absorben, los pares electrón-hueco fotogenerados dan como resultado cambios en la conductancia diferencial y la espectroscopia de corriente de túnel de los SET/SHT8,9,10,11,12. Además, la gran relación de corriente pico-valle (PVCR) de los SHT a temperatura ambiente sugiere que los SHT son capaces de suprimir el ruido de otras excitaciones de alto nivel13,14. Por lo tanto, los fotodetectores basados en SHT ofrecen ventajas de alta sensibilidad y bajo ruido. Además, la energía de carga agujero-hueco (Uhh) es mayor que la energía de carga electrón-electrón (Uee), ya que los agujeros tienen una masa efectiva mayor que los electrones. En consecuencia, sería más fácil para los SHT distinguir los espectros de corriente de túnel que involucran procesos de transporte de biexcitones y excitones12.

Gracias a los avances en la tecnología de fabricación de CMOS, el funcionamiento de los SHT en el régimen de pocas cargas se ha demostrado experimentalmente utilizando pequeños QD de Si13 o QD de Ge14,15,16,17,18. Los SHT Ge-QD son particularmente atractivos porque es más probable que los QD de Ge tengan una estructura de banda prohibida pseudodirecta para una mejor conversión de carga de fotones que los QD de Si, debido a un radio de Bohr de excitón (αB) mayor de 24 nm en Ge que en Si ( αB, Si = 4,9 nm). Nuestro trabajo anterior ya ha informado sobre la fabricación experimental y las características de transferencia en estado estacionario (ID-VG) de Ge-QD SHT, que comprenden un único QD esférico de Ge (20 nm de diámetro) autoalineado con depósitos de fuente/drenaje de Si dopado con boro. mediante barreras de túneles de SiO2/Si3N417. La observación experimental de picos oscilatorios aperiódicos con PVCR grande (> 100) y mesetas actuales con conductancia diferencial negativa en T = 4 - 40 K evidencia que nuestros SHT Ge-QD operan en el régimen de pocos orificios. De las pendientes de los diamantes de Coulomb se extrajeron grandes energías de adición de un solo orificio de > 100 meV y ~ 50 meV para un número de orificios que cambiaba de N = 0 → 1 y 1 → 2, respectivamente. En este trabajo, avanzamos en la exploración de nuestros Ge QD-SHT para la determinación de la energía de unión de excitones mediante el estudio de los efectos de la fotoexcitación en la espectroscopia de corriente de túnel bajo irradiaciones láser de onda continua en longitudes de onda (λ) de 400 a 1550 nm. Observamos que los fotones con energías superiores a 1,45 eV son capaces de excitar picos de fotocorriente adicionales en voltajes de puerta más positivos (VG = − 0,775 V y − 0,6 V/− 1,01 V) con respecto a los picos de corriente de túnel primero/segundo (en VG). = − 0,82 V/− 1,23 V) correspondiente a los estados de un solo orificio/dos orificios medidos en la oscuridad. Se estudió el efecto de la potencia irradiada sobre la intensidad y posición de los picos de fotocorriente recién generados.

La Figura 1 muestra el diagrama esquemático, el mapeo de microscopía electrónica de transmisión (TEM) / espectroscopía de rayos X de dispersión de energía (EDS) en sección transversal y en planta y micrografías de barrido TEM (STEM) de los SHT Ge-QD estudiados. Un Ge QD de ~ 20 nm se acopla a una fuente/drenaje de Si dopado con boro a través de barreras de túnel de SiO2/Si3N4 de 5 nm de espesor y a la puerta del émbolo superior de poli-Si a través de un óxido de puerta de 50 nm de espesor. Los detalles para la fabricación de nuestros SHT Ge QD se han descrito en otro lugar17.

(a) Diagrama esquemático, sección transversal, (b) mapeo TEM/(c) EDS y (d) micrografías STEM en vista en planta de los SHT Ge-QD estudiados.

Las Figuras 2a, b muestran las características ID-VG de Ge-QD SHT medidas en la oscuridad y bajo una iluminación de λ = 1310 nm/1550 nm correspondiente a energías de fotones de 0,8 eV/0,95 eV, que son más pequeñas que la energía de banda prohibida de 1,46 eV para un Ge QD con un diámetro de 20 nm18,19,20. Se ve claramente que en la oscuridad, el primer pico de corriente de túnel aparece en VG = − 0,82 V y está acompañado por una serie de picos de corriente de túnel en − 1,23 V, − 1,49 V, − 1,6 V y 1,78 V. El experimento Las observaciones de (1) picos de corriente de túnel invisible en VG > − 0,8 V en combinación con (2) espaciamientos irregulares entre picos de corriente vecinos en VG que van desde − 0,8 a − 2 V son un fuerte testimonio de que nuestros Ge QD SHT funcionan en los pocos -régimen de agujeros. Los picos de corriente de túnel ubicados en − 0,82 V, − 1,23 V, − 1,49 V, − 1,6 V y − 1,78 V corresponden al número de orificios de N = 1, 2, 3, 4 y 5, respectivamente. Las iluminaciones a λ = 1310 nm o 1550 nm con una densidad de potencia de irradiación tan alta como 10 µW/µm2 hacen que el pico de corriente, correspondiente al túnel de un solo orificio (N = 1) a través del nivel de energía más bajo (Eh), sea un ligero cambio hacia VG positivo por ΔVG ≈ 0,035 V, mientras que las posiciones de los picos de corriente de orden superior permanecen sin cambios.

Características ID-VG dependientes de la densidad de potencia de Ge-QD SHT medidas a VD = 5 mV, T = 4 K y bajo iluminación a λ = (a) 1310 nm y (b) 1550 nm y en la oscuridad.

Se producen cambios dramáticos en la espectroscopia de corriente de túnel de los Ge-QD SHT cuando la energía del fotón coincide o es mayor que la energía de banda prohibida del Ge QD estudiado (por ejemplo, la iluminación a una longitud de onda de 405–850 nm correspondiente a una energía del fotón de 1,46– 3,06 eV). El primer hallazgo importante de las notas de la iluminación de λ = 850 nm es que un aumento en la densidad de potencia de irradiación parece hacer que tanto el primer (N = 1) como el segundo (N = 2) picos de corriente de túnel se desplacen sistemáticamente hacia VG positivo en combinación con una mejora considerable en la intensidad de la corriente (Fig. 3a). Una mirada detallada a los espectros de fotocorriente en VG = − 0,5 a − 1 V (como se muestra en el recuadro de la Fig. 3a) revela que cuando la densidad de potencia óptica aumenta a ~ 10 nW/μm2, el cambio positivo de estos dos picos de corriente se satura en VG = − 0,6 V/− 1,01 V y emerge un nuevo pico de corriente adicional en VG = − 0,775 V. La tercera observación interesante es que la magnitud del pico de fotocorriente recién generado en VG = − 0,775 V aumenta considerablemente e incluso se vuelve predominante cuando la densidad de potencia alcanza 5,9 µW/µm2. La Figura 3b muestra que la iluminación con energía fotónica de 3,06 eV (correspondiente a la longitud de onda de 405 nm) induce comportamientos de fotocorriente similares con los casos de iluminación de λ = 850 nm, incluido un cambio VG positivo de los picos de corriente de túnel y la generación de nueva fotocorriente. picos.

Características ID-VG dependientes de la densidad de potencia de Ge-QD SHT medidas a VD = 5 mV, T = 4 K bajo λ = (a) 850 nm y (b) iluminación de 405 nm y en la oscuridad. Los recuadros son curvas de transferencia ampliadas que muestran la evolución de los picos de corriente de túnel que surgen de los estados de un solo orificio, biexcitón y excitón con una potencia de iluminación creciente.

De hecho, la densidad de potencia óptica influye en el cambio del pico de corriente y la nueva generación de pico de fotocorriente bajo iluminaciones de λ = 405–1550 nm. La Figura 4a muestra claramente que la iluminación λ = 1310 nm (indicada por símbolos negros) no produce cambios en los voltajes máximos (VG = − 0,82 V y − 1,23 V) de la corriente de túnel que surge de los estados de un solo orificio y de dos orificios, mientras que una Un cambio positivo considerable en el voltaje pico de −0,82 a −0,6 V y −1,23 a −1,01 V, así como la generación de un nuevo pico de corriente adicional a −0,775 V, son inducidos por iluminaciones en λ = 405 nm (indicadas por símbolos azules). y λ = 850 nm (símbolos rojos). En particular, la iluminación de λ = 405 nm satura los cambios de pico y se generan nuevos picos de fotocorriente con densidades de potencia óptica mucho más bajas (1,1 nW/μm2) que la iluminación de λ = 850 nm a 35,7 nW/μm2. El pico de corriente recién generado en −0,775 V predomina en magnitud sobre el pico en −0,6 V cuando se irradia a λ = 850 nm y λ = 405 nm con una densidad de potencia óptica superior a 0,19 µW/μm2 y 8,91 nW/μm2, respectivamente , como se ve en la Fig. 4b, c.

Voltaje máximo dependiente de la densidad de potencia (a) de Ge-QD SHT bajo iluminaciones de λ = 405 nm, 850 nm y 1310 nm. Intensidad máxima dependiente de la densidad de potencia de la corriente de túnel que surge de los estados de un solo orificio, biexcitón y excitón bajo iluminación λ = (b) 850 nm y (c) 405 nm.

Nuestros informes anteriores18,19,20 han demostrado experimentalmente la sintonizabilidad controlada de la longitud de onda (energía) máxima de la fotoluminiscencia (PL) que oscila entre 350 y 1550 nm (0,8-3,55 eV) ajustando el diámetro Ge-QD (DQD) de 3 a 90 nm. . Un fuerte testimonio de los efectos del tamaño cuántico en nuestros Ge QD estudiados se manifiesta por un considerable cambio al azul en la energía máxima de PL (EPL) cuando el diámetro de Ge QD es menor que 30 nm. La energía máxima de PL dependiente del tamaño de los Ge QD podría describirse utilizando EPL = 0,79 (eV) + 310/(DQD (nm))218,20.

En la Fig. 2a, b se ve que la iluminación en λ = 1310 nm/1550 nm es insuficiente para excitar pares electrón-hueco (e––h+) dentro del Ge QD de 20 nm estudiado, ya que las energías de los fotones de 0,95 eV/0,8 eV son más pequeño que su energía de banda prohibida óptica de 1,46 eV. De este modo, la espectroscopia de corriente de túnel de los SHT Ge-QD permanece intacta incluso cuando la densidad de potencia de excitación de la irradiación λ = 1310-1550 nm es tan alta como 10 µW/µm2. Un ligero cambio del primer pico de corriente hacia un voltaje positivo (ΔVG ~ 0,03 V) bajo irradiación de alta densidad de potencia (10 µW/µm2) posiblemente se origine en efectos de túnel asistido por bosones (BAT)21,22,23,24. Los efectos BAT (incluidos los modos de fotones y otros fonones excitados indirectamente por bombeo óptico) suponen que los agujeros conductores dentro de la banda de valencia del reservorio fuente de Si dopado con boro son excitados al nivel de energía más bajo (Eh) por bosones (Fig. 5b), lo que facilita la inicio de la tunelización de un solo orificio (N = 1) debido a una diferencia de energía reducida (qΔV) entre el nivel de energía más bajo (o el estado fundamental, Eh) del QD y el potencial químico (o energía de Fermi, EFP, fuente) de depósito de origen en comparación con el caso en la oscuridad (Fig. 5a).

Diagrama de bandas de energía del reservorio de Si dopado/SiO2/Ge-QD/SiO2/reservorio de Si dopado (a) en la oscuridad y bajo iluminación a (b) 1310–1550 nm, (c) 405–850 nm.

Por el contrario, las iluminaciones de λ = 405–850 nm con energía de fotón de 1,46–3,06 eV permiten la fotoexcitación de pares electrón-hueco dentro de un Ge QD de 20 nm (Fig. 5c). La aparición de nuevos picos de fotocorriente en VG más positivos con respecto a los picos de corriente de túnel que surgen de los estados de un solo orificio (N = 1) y de dos orificios (N = 2) es un fuerte testimonio del almacenamiento de fotoelectrones dentro del Ge QD, lo que sugiere que la tasa de generación de fotoportadores es mayor que la tasa de tunelización de agujeros a través del sistema Ge QD / Si3N4 en nuestros Ge-QD SHT. La magnitud medida experimentalmente (sub-pA) de la corriente de túnel en las Figs. 2 y 3 sugieren que el tiempo para la creación de túneles a través del sistema Ge QD/Si3N4 es aproximadamente sub-μs, que es mucho más largo que el tiempo de generación de sub-ns para pares fotoelectrón-agujero dentro de Ge QD a partir de nuestra medición de fotoluminiscencia transitoria19.

La coexistencia de pares de agujeros de túnel y agujeros de fotoelectrones da como resultado la renormalización de los niveles de energía e incluso la creación de nuevos niveles de transporte del Ge QD. Esto se debe a que los agujeros fotogenerados en el Ge-QD inducen las interacciones repulsivas de Coulomb intranivel (Uhh) con los agujeros de túnel que causan el bloqueo de Coulomb, mientras que la interacción atractiva de Coulomb entre niveles (Ueh) entre los fotoelectrones y los agujeros de túnel da lugar a la unión. de excitones12. Las fuerzas de estas interacciones de Coulomb son inversamente proporcionales al tamaño de QD. En general, Uhh es mayor que Ueh y la diferencia entre Uhh y Ueh se hace grande en QD pequeños25. Por lo tanto, es deseable que los SHT con QD pequeños tengan una diferencia distinguible entre Uhh y Ueh para resolver la energía de unión del excitón a partir de picos de fotocorriente bien separados.

El bombeo óptico de nivel bajo a medio generó una pequeña cantidad de fotoelectrones y fotoagujeros dentro de los Ge QD. La coexistencia de agujeros de túnel y pares electrón-hueco fotogenerados forma los complejos de excitones, creando nuevos niveles de energía de transporte caracterizados por el excitón (Eh - Ueh) y el biexcitón (Eh + Uhh - 2Ueh) por debajo del estado fundamental original (Eh) correspondiente a un solo túneles de agujeros en la oscuridad como se muestra en la Fig. 312. Además, se fotocrea un nivel de energía adicional debido al trión positivo (Eh + Uhh − Ueh) entre el estado de un solo agujero (Eh) y el estado de dos agujeros (Eh). + Eh). En la Fig. 3 se ve que el pico actual que se origina en el nivel de transporte del trión negativo (Eh − 2Ueh) no es observable en VG > − 0,6 V, posiblemente debido a que el transporte de carga está bloqueado por el mar de Fermi de los reservorios fuente. . Un hallazgo importante de las notas de la Fig. 3 es que los nuevos picos de corriente correspondientes al estado de excitón (X), al estado de biexcitón (X2) y al estado de trión positivo (X+) se fotogeneran en VG = − 0,6 V, − 0,775 V y 1,01 V, respectivamente, además del túnel de un solo orificio a través del estado fundamental (Eh) en VG = − 0,82 V y el túnel de dos orificios a través del estado de carga de orificio a orificio (Eh + Uhh) en VG = − 1,23 V. Estos picos de fotocorriente bien resueltos permiten extraer la energía de unión del excitón (Ueh) y la energía de carga de orificio a orificio (Uhh) de los correspondientes espaciamientos de voltaje de puerta (ΔVG) de VG, estado de orificio único: VG, X = 0,22 V y VG, estado de dos orificios—VG, estado de un solo orificio = 0,41 V, respectivamente. El factor de modulación de puerta (α) de ~ 0,122 se extrajo de las pendientes de los diamantes de Coulomb en el diagrama de estabilidad de Coulomb de Ge QD SHT (no se muestra aquí)17. Los valores estimados de Uhh y Ueh son 50 meV y 27 meV, respectivamente, usando U = αΔVG. Los valores extraídos experimentalmente de Uhh y Ueh también explican bien los cambios de voltaje máximo que surgen del estado biexcitón (X2) y del estado trión positivo (X+) que se muestran en la Fig. 3.

También hemos realizado cálculos teóricos sobre las interacciones de Coulomb entre partículas, incluidas agujero-agujero (Uhh), electrón-agujero (Ueh) y electrón-electrón (Uee) para un Ge QD incrustado dentro de SiO2. Estos cálculos se basaron en el método de masa efectiva, considerando una altura de barrera potencial finita de 3,1 eV y 5,1 eV para electrones y huecos, respectivamente, en el límite de interfaz entre Ge QD y SiO2. Para un Ge QD con un diámetro de 20 nm, derivamos los siguientes valores para las interacciones de partículas de Coulomb: Uhh = 18,0 meV y Ueh = 16,0 meV según nuestros cálculos utilizando masas efectivas de 0,12 m0 y 0,284 m0 para electrones y huecos en el Ge. QD, respectivamente. Nuestra tendencia calculada de Uhh> Ueh se alinea con la estimación experimental derivada de la espectroscopia de fotocorriente de Ge QD SHT. Sin embargo, la magnitud de Uhh y Ueh calculadas parece ser menor que la de los datos extraídos experimentalmente. Nuestro cálculo posiblemente subestimó las interacciones reales de Coulomb entre partículas. Esto se debe a que en nuestro cálculo no se consideró el efecto de carga de la imagen resultante de una diferencia significativamente grande en las constantes dieléctricas entre Ge y SiO2, así como el efecto de potencial de pantalla entre partículas. Ambos efectos pueden mejorar potencialmente las interacciones de las partículas de Coulomb y aumentar la diferencia de energía entre Uhh y Ueh26.

Además de generar fotoportadores dentro del Ge QD, la iluminación a λ = 405 nm – 850 nm crea potencialmente pares electrón-hueco dentro de depósitos de Si dopados con boro y aumenta el número de agujeros conductores que ocupan estados más altos en la banda de valencia. En consecuencia, el proceso de bombeo óptico facilita la creación de túneles al reducir la diferencia de energía entre el nivel de energía más bajo del Ge QD y el potencial químico del yacimiento de la fuente de Si (Fig. 5c). Por lo tanto, el aumento de la densidad de potencia óptica mejora los cambios en los picos de corriente de túnel. Es importante señalar que el aumento en el potencial químico de los reservorios de Si al aumentar la densidad de potencia óptica eventualmente se satura cuando la tasa de generación de pares electrón-hueco es igual a la tasa de recombinación. Por lo tanto, el cambio en los picos de corriente de túnel solo es observable en condiciones de baja densidad de potencia óptica. De hecho, la Referencia 12 no consideró el cambio en el potencial químico de los yacimientos con respecto a las potencias de bombeo óptico, de modo que las posiciones de los picos calculadas son constantes e independientes de las potencias de bombeo óptico.

Otro hallazgo importante de las notas de la Fig. 4b, c es que, al mismo tiempo que la formación de complejos de excitón y biexcitón dentro del Ge QD, el pico actual del estado de un solo orificio parece estar suprimido. En particular, observamos una disminución considerable en la intensidad actual del estado de un solo orificio una vez que el pico de corriente de biexcitón comienza a emerger con una densidad de potencia óptica de 36 nW/μm2 y 1,15 nW/μm2 bajo iluminación a λ = 850 nm y 405 nm. respectivamente. En particular, la intensidad de corriente de la configuración de excitón excede la de la configuración de biexcitón cuando se ilumina a λ = 850 nm y 405 nm con densidades de potencia óptica < 0,19 µW/µm2 y < 8,91 nW/µm2, respectivamente, más allá de las cuales se produce el cruce. y el pico de corriente de biexcitón supera en magnitud al pico de excitón. La intensidad actual de los estados de excitón o biexcitón, como se ilustra en la Fig. 4b, c, está influenciada por la probabilidad de formación de dichos complejos, que esencialmente depende de los números de ocupación de electrones y huecos12. En consecuencia, el pico de corriente que surge del complejo de biexcitón (que comprende dos electrones y dos huecos) es propenso a surgir en fuertes condiciones de bombeo óptico. Los comportamientos observados de la intensidad de la corriente de túnel para los estados de excitón y biexcición en respuesta a la densidad de potencia de bombeo óptico son similares a los espectros de emisión dependientes de la potencia de los estados de excitón y biexcición en un generador de fotón único QD de InGaAs27.

Hemos investigado los efectos de la fotoexcitación en la espectroscopia de corriente de túnel de Ge-QD SHT que operan en el régimen de pocos orificios. Los dispositivos se iluminaron a λ = 405–1550 nm con una densidad de potencia de excitación que variaba de 10 a 10 µW/µm2. Nuestro estudio se centró en un pequeño Ge QD con un diámetro de 20 nm, que exhibe separaciones significativas de niveles de energía y una gran energía de carga de agujero a agujero. La notable disparidad entre los estados del complejo de excitones y la energía de carga de los agujeros permite la identificación de los picos de fotocorriente correspondientes. En consecuencia, pudimos determinar directamente la energía de carga de agujero a agujero y la energía de unión de excitones mediante espectroscopia de fotocorriente de Ge-QD SHT. Este enfoque ofrece una ventaja única sobre las técnicas convencionales como la fotoluminiscencia o las mediciones del espectro de emisión impulsadas eléctricamente.

La fabricación comenzó con un sustrato SOI con una capa de Si (100) dopada con boro de 50 nm de espesor. Se produjo una zanja de Si en forma de triángulo (denominada Trinchera I) utilizando litografía por haz de electrones (EBL) y grabado con plasma SF6/C4F8. A continuación, se depositaron secuencialmente bicapas de Si3N4 de 10 nm de espesor y poliSi0,85Ge0,15 de 25 nm de espesor utilizando deposición química de vapor a baja presión (LPCVD) para la encapsulación conforme sobre la Zanja I. Después de un grabado directo, se colocaron capas espaciadoras de Se produjeron poli-Si0.85Ge0.15 con un ancho/alto de 25 nm/30 nm en las paredes laterales de Trench I encapsulado en Si3N4. La longitud de las islas espaciadoras de poli-Si0.85Ge0.15 en la ubicación del ángulo incluido de Trench I en combinación con las Trincheras II y III (formando electrodos de Si para compuerta, fuente y drenaje (G/S/D)) se delinearon simultáneamente utilizando procesos de grabado con plasma y EBL. Posteriormente, la oxidación térmica a 900 °C en un ambiente de H2O convirtió la isla espaciadora de poli Si0,85Ge0,15 en un solo Ge QD en la esquina de la Trinchera I. Simultáneamente con la formación de Ge QD, se realizó la conexión entre tres electrodos de Si para G/ S/D también se convirtió en SiO2 ya que las paredes laterales de las trincheras de Si II/III también están sujetas a oxidación térmica. Por lo tanto, las capas de SiO2 cultivadas térmicamente aíslan eléctricamente cada uno de los electrodos G/S/D. Finalmente, los procesos de contacto y metalización completaron la fabricación del dispositivo17.

Todas las caracterizaciones eléctricas y ópticas se realizaron al vacío. Iluminaciones de λ = 405 nm – 1550 nm con tamaños de punto de 10 × 10 µm2 incidieron en los SHT Ge-QD a través de una fibra de lente con un ángulo de 80 grados desde el horizonte. Las características de corriente-voltaje de los Ge QD-SHT se midieron dentro de una estación de sonda sellada al vacío enfriada por refrigerador de helio líquido de ciclo cerrado Lakeshore CRX-4K utilizando un analizador de dispositivos semiconductores Agilent B1500 equipado con una unidad de monitoreo de fuente de alta resolución B1517A/detección automática. y unidad de conmutación (la resolución de medición actual está en el rango de femtoamperios (< 10 fA)) tanto en la oscuridad como bajo iluminaciones de λ = 405–1550 nm.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente previa solicitud razonable.

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Este trabajo fue apoyado por el Consejo Nacional de Ciencia y Tecnología de Taiwán (NSC 112-2119-M-A49-006, 111-2119-M-A49-003 y 109-2221-E-009-022-MY3).

Instituto de Electrónica, Universidad Nacional Yang Ming Chiao Tung, Hsinchu, Taiwán

Po-Yu Hong, Chi-Cheng Lai, Ting Tsai, Horng-Chih Lin, Thomas George y Pei-Wen Li

Departamento de Ingeniería Eléctrica, Universidad Nacional Central, Chungli, Taiwán

David MT Kuo

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HPY realizó mediciones ópticas. CCL llevó a cabo la fabricación de SHT Ge-QD. TT realizó cálculos teóricos de las interacciones de partículas de Coulomb dentro de Ge QD. El LHC contribuyó al análisis de datos. TG revisó el manuscrito. KDMT contribuyó al análisis de datos y revisó el manuscrito. LPW concibió el estudio, supervisó el trabajo, contribuyó al análisis de datos y la preparación del manuscrito. Todos los autores leyeron y aprobaron el manuscrito final.

Correspondencia a Pei-Wen Li.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Hong, PY., Lai, CC., Tsai, T. et al. Determinación de la energía de unión de excitones mediante espectroscopia de fotocorriente de transistores de un solo orificio de punto cuántico Ge bajo bombeo CW. Representante científico 13, 14333 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-41582-8

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Recibido: 11 de abril de 2023

Aceptado: 29 de agosto de 2023

Publicado: 31 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-41582-8

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