【2018】【论文笔记】石墨烯场效应管及【1】——GFETs的种类和原理，GFETs特性，GFETs在太赫兹中的应用和...

类型 太赫兹 石墨烯 F E T 太赫兹 石墨烯 FET 太赫兹 石墨烯 FET 期刊 新型炭材料 新型炭材料 新型炭材料 作者 闭吕庆 , 戴松松 , 吴阳冰 , 郭东辉 关闭吕庆，戴松松，吴阳冰，郭东辉 闭吕庆,戴松松,吴阳冰,郭东辉 时间 2018 2018 2018

石墨烯

单原子厚度的二维碳同素异形体材料

零带隙的对称圆锥形能带结构

在受外部激发下形成的负电导率特性(太赫兹频段)

高电子迁移率晶体管HEMT： 以 I n G a A s InGaAs InGaAs为沟道材料的MOSFETs，在20nm栅极长度时，其载流子迁移率超过了 10000 c m 2 / V ⋅ s 10000cm^2/V\cdot s 10000cm2/V⋅s，转移跨导 3.1 m S / μ m 3.1mS/\mu m 3.1mS/μm

2007,Lemme制造了第一个以单层石墨烯，为沟道材料的顶栅场效应器件FED，FED有比Si-MOSFETs更高的迁移率

GFETS有良好的传输性能，比HEMT有更大的体积微缩空间、更低的造价

由于石墨烯超薄的平面结构特性，GFETs 器件在缩小体积时,其性能没有明显降低

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背栅型（底栅型）：Bak gated GFETs 顶栅型：Top gated GFETs 顶-底栅型：Top and back-dual-gated GFETs

B-GFETs 材料：硅与SiC,其中 Sio, , HfO,、Al,O

背栅型沟道上方没有顶栅极 优点：避免了介电材料对沟道的影响, 缺点：对沟道的控制需要在背栅极上施加较大的电压

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T-GFETs 顶栅下介电材料对沟道形成了更多的散射源,以及在制造工艺中更容易造成对石墨烯沟道的破坏T-GFETs的载流子迁移率比 B-GFETs低

Farmer等采取了在沟道与顶栅介电层(HfO,)之间加入有机聚合物缓冲层(NFC 1400-3CP)的办法，明显地提高了T-GFETs的载流子迁移率

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T-B-GFETs 顶-底栅型以导电衬底作为背栅极，金属作为顶栅极，石墨烯作为连接源极与漏极的导电材料

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2007，Molitor设计了一个金属侧栅极的石墨烯霍尔棒

2010，一种金属侧栅极的双极石墨烯场效应管SG-GFETs被提出 该FET以重掺杂的p型 S i / S i O 2 Si/SiO_2 Si/SiO2​基底作为背栅极，而两个位于沟道同侧的侧栅极采用5nm的Ti作为侧栅极金属，30nm的Cu作为连接电极

之后，又有多种典型的SG-GFETs被提出 比如Hähnlein制作了一个具有高转移跨导，简单直观的侧栅型GFET——没有顶栅和背栅，只有两个侧栅极和漏级、源极

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其他GFETs遇到的问题：

1. 单层石墨烯，无带隙的能带结构，石墨烯基场效应管无法完全关断，存在漏电流
2. GFETs较大的非工作态电流（关态电流），可导致器件产生较大的静态功耗

略

1.电子与空穴零带隙的线性色散能级

2.强烈的各向异性带间隧穿和高的电子空穴运动速度,使得它们在器件内的弹道输运仅为微米级 （弹道输运：无散射的输运）

3.电场诱导的 p p p区和 n n n区可形成 p − i − n p-i-n p−i−n结 （ i i i是基区本征半导体）

增大耗尽区的宽度，减小扩散运动的影响，提高响应速度

4.对石墨烯纳米带的侧向量子化，可形成带隙 （本来石墨烯价带导带简并，无带隙）

5.高的电子和空穴迁移率 室温下 μ = 2 × 1 0 5 c m 2 / V ⋅ s \mu=2\times 10^5 cm^2/V\cdot s μ=2×105cm2/V⋅s 当 T < 55 K T<55K T<55K时可达 1 0 7 c m 2 / V ⋅ s 10^7 cm^2/V\cdot s 107cm2/V⋅s

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强光泵下的石墨烯，能发生粒子反转，可导致太赫兹频段上的负交流电导率

粒子（数）反转： 是激光产生的前提。 指两个能级上的粒子数互换了

下图是在石墨烯上形成粒子反转的原理 （强度足够的）入射光激发石墨烯内部产生电子和空穴 入射光子能量 ℏ Ω ，电子空穴能量 ε 0 = ℏ Ω / 2 入射光子能量\hbar\Omega，电子空穴能量\varepsilon_0=\hbar\Omega/2 入射光子能量ℏΩ，电子空穴能量ε0​=ℏΩ/2

然后在载流子的散射产生集体激发，短时间 10 ∼ 100 f s 10\sim 100fs 10∼100fs内形成一个载流子的平衡态 （电子空穴总能量分布类似费米分布）

处于高能态的载流子辐射光学绳子，冷却全部粒子，使其聚集在狄拉克点附近 （空穴在狄拉克点下，电子在狄拉克点上）

狄拉克点： 石墨烯的布里渊区边界的高对称点上存在具有线性色散关系的上下锥形结构的顶点

因为较快的带间松弛、相对慢的带间松弛，大量电子空穴聚集在狄拉克点上下，形成粒子反转（THz频段内）

在光泵石墨烯激光器中，光激发产生的电子空穴通过辐射，把能量转移到辐射的光子上，并聚集在狄拉克点附近的能级上

缺点：

• 光泵需要复杂的配置
• 光激发的电子空穴等离子体从泵上吸收了过多的能量被加热，导致准费米能量与电子空穴有效温度的比值降低，复杂化了获取大动态电导率的过程，阻碍了粒子反转

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当施加一定的电压后,多石墨烯层的场效应管器件的动态电阻率在太赫兹频率范围内可为负值

电子-空穴等离子体的冷却又巩固了负动态电导率的影响,使得器件的太赫兹辐射得以实现

宽频段、低德鲁德吸收、弱温度依赖、频谱电压可调

德鲁德（Drude）吸收： ???

石墨烯独特的超快载流子弛豫/重组动力学,使得负动态电导率特性可在室温下宽的太赫兹频谱范围内发生,并将打破当前半导体激光器的操作温度限制

石墨烯的二维等离子体激元特性大大的加强了光-粒子间的相互作用,提高量子效率与输出功率

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GFETs 拥有双极性的输运特点、超快的宽谱响应、超高的沟道电子迁移率以及与现行硅半导体工艺相兼容等优势

以双层石墨烯作为沟道材料的GFETs 太赫兹探测器在 THz 与红外频段获得了超越其它光学探测器(量子霍尔红外探测器、量子点红外探测器、量子线红外探测器、HgCdTe 和 InSb 探测器)的性能

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Sensale-Rodriguez 等提出了一种可在室温下操作的石墨烯基 THz 幅度调制器 调节石墨烯费米能 ⟹ T H z 照射 改变 G F E T s 带内跃迁的态密度 ⟹ T H z 波的传输强度 调节石墨烯费米能 \overset{THz照射}{\Longrightarrow} 改变GFETs带内跃迁的态密度 \Longrightarrow THz波的传输强度 调节石墨烯费米能⟹THz照射​改变GFETs带内跃迁的态密度⟹THz波的传输强度

当受外部 THz 波照射时,石墨烯内部载流子跃迁以带内跃迁为主导

通过使石墨烯片产生受激辐射实现等离子波的放大 （增加等离子波导以限制等离子波的横向传播并引导进入波导传输线） 最终形成一个集成等离子波导的双顶栅GFET太赫兹振荡器

石墨烯受激辐射实现等离子波放大的原理： THz频段的入射等离子波，被中等载流子密度 1 0 9 ∼ 1 0 12 c m − 2 10^9 \sim 10^{12}cm^{-2} 109∼1012cm−2的石墨烯吸收 使得石墨烯内部载流子，产生带内跃迁（价带到导带） 带间跃迁形成的大量电子空穴对快速冷却，形成粒子反转 负电导率的石墨烯再次导致带间跃迁，输出放大的THz波

因较慢的等离子波群速度与石墨烯层附近很强的等离子体电磁场限制,使得通过石墨烯获得的等离子体波放大增益比典型的半导体带间跃迁激光器更大

• 除了用石墨烯获得等离子体放大外，还需要外接电路形成振荡器

产生振荡的增益阈值为

g t h ( ω ) = 1 L l o g 1 ∣ Γ ( ω ) ∣ 2 g_{th}(\omega)=\frac{1}{L}log\frac{1}{| \Gamma(\omega) |^2} gth​(ω)=L1​log∣Γ(ω)∣21​ 其中 L L L是石墨烯长度， ω \omega ω是等离子体波频率， Z e x t ( ω ) , Z 0 ( ω ) Z_{ext}(\omega),Z_0(\omega) Zext​(ω),Z0​(ω)分别是外部阻抗与等离子体传输线阻抗， Γ ( ω ) \Gamma(\omega) Γ(ω)是等离子体传输在石墨烯两个端点间的反射系数

Γ ( ω ) = Z e x t ( ω ) − 2 Z 0 ( ω ) Z e x t ( ω ) + 2 Z 0 ( ω ) \Gamma(\omega) = \frac{ Z_{ext}(\omega) - 2Z_0(\omega) }{ Z_{ext}(\omega) + 2Z_0(\omega) } Γ(ω)=Zext​(ω)+2Z0​(ω)Zext​(ω)−2Z0​(ω)​

1.当外部电阻远大于或者远小于传输线阻抗时,传输线两端发生全反射,此时振荡要求的增益阀值约为零