超薄MoTe2场效应晶体管中的缺陷调控导电性

《Journal of Materials Chemistry C》：Defect-tuned conduction in ultrathin MoTe2 field-effect transistors

　　在原子级薄的电子器件中，界面和界面缺陷在决定器件性能方面起着关键作用。本文系统研究了具有超薄MoTe2通道的p型场效应晶体管中与金属接触、栅极绝缘体以及周围环境的界面，通过温度和压力依赖性测量，并结合密度泛函理论（DFT）计算进行验证。器件性能可能受到Te和Mo空位的影响，在减压条件下得到改善。通过温度依赖性测量，在金属/半导体界面处提取出低且几乎对称的肖特基势垒高度，约为37 ± 3 meV。迁移率的温度依赖性表明，在300 K以下，离子化杂质散射可能与Te和Mo空位有关，而在较高温度下，则以声子散射为主。亚阈值摆幅和阈值电压均随温度呈指数增长，这与来自带尾态的热激活传输机制一致。从真空开始逐渐引入环境空气的过程中，压力逐步增加，导致迁移率和导电率下降，这符合分子物理吸附逐渐增加的趋势，从而引入了额外的散射。在接近大气压的情况下，吸附物可能对p型掺杂有显著贡献。综上所述，这些结果阐明了空位、界面陷阱和表面吸附物如何控制MoTe2中的电荷传输，并为缺陷和界面工程提供了定量指导，这些指导也可能适用于其他二维半导体器件。

1. 引言

近年来，二维材料受到了越来越多的关注，因为它们表现出常规三维晶体所不具备的性质。随着传统半导体接近其极限尺寸，低维半导体为进一步缩小电子设备尺寸提供了最有前景的途径。在这一方向上已经取得了重大进展，许多二维半导体，如过渡金属硫族化合物（TMDs），已经被集成到高性能场效应晶体管（FETs）中。它们被广泛用于数字电子逻辑电路的开发，为标准CMOS技术提供了可行的替代方案。除了数字逻辑之外，二维材料还实现了包括光电探测器、气体传感器和类脑设备在内的多种器件概念。更先进的制造和集成策略进一步使得基于二维层状材料的多功能器件成为可能，这些器件结合了存储和计算能力，并支持逻辑门操作、边缘导向计算以及基于自适应学习的脑启发行为等功能。

实际器件性能与二维材料的制备和集成方式密切相关：可扩展的生长方式往往会产生多晶膜，其中晶界和相关缺陷可能主导载流子的散射和复合；而替代的加工方式则强调界面的清洁度和膜的质量，以确保器件的稳健运行。因此，二维电子学中的一个核心挑战是稳定性和缺陷控制。在过渡金属硫族化合物（TMDCs）中，点缺陷、杂质、位错和晶界可以引入中间带态，这些中间带态作为陷阱/释放中心和复合中心，影响迁移率、亚阈值摆幅、迟滞效应以及时间依赖性响应。

二碲化钼（MoTe2）是一种属于TMD家族的化合物，它可以存在于半导体（2H）相或半金属（1T′）相，后者的费米能级附近有轻微的带重叠。2H-MoTe2具有六角结构，在块状形式下表现出0.9 eV的窄间接带隙，在少层形式下表现出1.1 eV的直接带隙。在1T′-MoTe2中，原子以单斜结构排列，具有面内各向异性，这使其非常适合用于偏振光电探测器等应用。MoTe2从2H相转变为1T′相需要最低0.035 eV的能量，而MoS2则需要0.8 eV。这种转变可以通过多种技术实现，例如应变、温度或激光脉冲。

这种相的多样性凸显了二维电子学中的一个主要技术挑战，即形成低电阻电接触。通过化学组装垂直的1T′/2H MoTe2异相结构，实现了大面积的MoTe2 FET阵列，其中金属状的1T′-MoTe2作为接触层，半导体状的2H-MoTe2作为通道层。这种垂直的范德华接触几何结构使得接触电阻大幅降低，并且场效应迁移率与剥离的单晶MoTe2相当，突显了这种材料适用于可扩展和低电阻电子器件的潜力。

由于其相对较小的带隙，MoTe2可以同时支持电子和空穴的传输，使其既适用于电子器件也适用于光电子器件。然而，这种双极性也常常伴随着可靠性问题，这些问题通常与Te空位和其他缺陷种类有关。最近的研究表明，有针对性的化学处理可以“修复”Te空位，并系统地改变阈值电压和极性，直接证明了缺陷工程是提高MoTe2 FETs可重复性和控制性的有效途径。

除了接触工程外，基于MoTe2的FETs的整体性能还受到半导体通道本身传输特性的控制，这些特性可能根据多种内在和外在因素表现出双极性。这些因素包括与大气分子的相互作用、氧化物界面处的电荷陷阱和缺陷，以及MoTe2晶格中的内在结晶点缺陷。密度泛函理论（DFT）和Kelvin探针力显微镜（KPFM）证明，物理吸附在MoTe2表面的氧分子可以使其功函数向p型行为转变。相反，研究表明，碲空位或碲原子的形成可以诱导明显的n型导电性。

虽然对缺陷和环境因素的敏感性使得双极性传输成为可能，但也突显了需要策略来更确定地和可控地调节载流子类型。通过使用MgO表面电荷转移掺杂，在双极性少层MoTe2 FETs中实现了载流子类型的调制。掺杂过程可以通过调整MgO层的厚度和MoTe2层的数量，使载流子极性在p型和n型之间可逆切换。值得注意的是，掺杂37纳米厚的MgO后，MoTe2晶体管中的电子迁移率显著提高，从0.1 cm2 V?1 s?1提高到20 cm2 V?1 s?1。这种载流子调制使得基于MoTe2的高性能互补反相器和光电探测器成为可能，为开发先进的电子和光电子器件提供了有前景的方法。

然而，如果长期稳定性和可重复性因环境退化而受损，仅实现可靠的载流子调制是不够的。通过将MoTe2封装在hBN中并采用多栅极架构，实现了空气稳定的单层MoTe2 FETs，这种架构可以通过静电方式掺杂接触层，从而实现电子和空穴的低且可调的接触电阻。这一器件概念允许独立控制阈值电压和接触电阻，并已被用于在单个MoTe2薄片上实现互补反相器和静电定义的p–i–n二极管，突显了单层MoTe2在集成逻辑和光电子电路中的适用性。

尽管基于MoTe2的电子学取得了显著进展，但要优化器件性能仍需要更深入地理解其在原子尺度上的行为。在二维材料中，界面至关重要，因为厚度的减小增强了表面和界面现象的影响。这些效应可以显著决定基于MoTe2的器件的电学性能。本研究通过结合受控的压力和温度实验，研究了背栅MoTe2场效应晶体管的电传输特性。在从环境条件逐步降低到高真空的过程中跟踪了器件特性，并讨论了FET优值的演变以及金属/MoTe2接触的作用。随后进行了温度依赖性测量，以提取与接触相关的参数，并分析导电性、亚阈值摆幅和阈值电压随温度的变化。真空退火用于探究缺陷动态及其对电响应的影响。最后，通过在真空条件下逐步增加压力进行的测量，评估了表面暴露如何通过吸附过程影响传输。基于实验结果提出的每种机制都得到了DFT模拟的支持。与之前的研究不同，本文进行了系统的温度和压力扫描，以揭示控制材料电传输的不同现象。这些结果结合实验测量和基于DFT的模拟，提供了一个一致的框架，以分辨接触、陷阱和表面吸附物在基于MoTe2的器件中的贡献。

2. 材料和方法

图1a从顶视图和侧视图展示了单层2H-MoTe2的六角晶结构。该结构由一层钼原子（蓝色）位于两层碲原子（紫色）之间组成。MoTe2薄片被用作FET的通道，其制造方法如下所述。2H-MoTe2薄片通过机械剥离转移到高掺杂的硅晶片上，作为FET的栅极。栅极绝缘体由在p-Si上热生长的一层85纳米厚的二氧化硅（SiO2）组成。薄片转移后，通过光刻、电子束金属蒸发以及标准的lift-off工艺形成了Ni/Au（20纳米/150纳米）金属接触。图1b报告了最终器件的三维示意图。MoTe2薄片顶部的两个金属接触分别作为晶体管的漏极和源极，而栅极电压则施加在p-Si衬底上。图1c显示了器件的光学顶视图图像。MoTe2薄片的活性区域以浅蓝色突出显示，约为15.5 μm2。通道长度和宽度，即活性区域的平均线性尺寸分别为L = 2.23 μm和W = 6.95 μm。图1d展示了使用Horiba XploRA plus Raman显微镜和532纳米激光激发获得的2H-MoTe2薄片的拉曼光谱。在170 cm?1、230 cm?1和288 cm?1处有三个主要峰，分别对应于A1g、E12g和B12g振动模式。这些模式由碲和钼原子的振动组成。B12g峰在单层和块状MoTe2中不存在，但在少层薄片中由于平移对称性的破坏而变得拉曼活性。具体来说，其在双层中的强度最大，并且随着厚度的增加而减小。在139 cm?1处还检测到一个次要峰，这可以归因于其他硫族化合物中观察到的二阶拉曼过程。B12g和E12g峰的强度比约为1.5，而这两个模式之间的频率分离约为61 cm?1，表明这是几层（大约3–5层）MoTe2薄片。为了研究物理吸附的氧分子的影响，构建了一个2H-MoTe2的片状模型，使用了平衡晶格参数a = 3.52 ?和c = 13.96 ?，代表六方相。61,62 考虑了体系统和薄膜系统，包括含有钼（Mo）和碲（Te）空位的结构，以研究它们对电子性质的影响。为了分析氧吸附物对MoTe2表面的影响，考虑了一个5 × 5 × 1的三层MoTe2超胞上的单个氧分子，对应的密度约为4 × 10^13 cm^-2。为了防止由于氧分子吸附在片材一侧引入的不对称性而产生人工电场，分别对氧覆盖表面和裸露表面应用了诺伊曼（Neumann）和狄利克雷（Dirichlet）边界条件。这种方法为基于片的模拟中的标准偶极校正方法提供了一种替代方案。63



3. 结果与讨论

电学特性测量是在室温下和黑暗环境中进行的。图2a显示了半对数尺度下的IV曲线，对应于三种不同的压力：1巴、10毫巴和10^-3毫巴（分别为紫色、蓝色和绿色曲线），并且栅极接地。无论压力如何，电流都不会随着施加的电压线性增加，无论是正电压还是负电压，如图中内插图所示，该内插图以线性尺度显示了1巴压力下的IV曲线。这种行为是典型的具有肖特基势垒的金属-半导体界面。在本例中，镍接触的工作函数ΦM约为5.0电子伏特，而2H-MoTe2的工作函数ΦS可能超过5.6电子伏特，64 在费米能级对齐后可能产生 Hole 的肖特基势垒，即ΦM < ΦS。65,66 对于所研究的器件，在标准双探针配置中测量时，每个接触可能形成一个肖特基结，因此形成了一个-hole 注入的势垒。因此，该系统可以用两个背靠背的肖特基二极管来建模：当施加一定的电压时，一个结处于正向偏置状态，而另一个处于反向偏置状态。67,68 在这种配置中，测量的电流主要由反向偏置的结控制，因此IV曲线的每个分支实际上反映了正负偏压下的反向导电。然而，势垒高度取决于施加的偏压，例如通过图像力降低，因此电流在正负偏压下都不会饱和。在热电子发射模型中，IV曲线的每个分支可以使用以下方程进行拟合：69



(1)


(2)

其中I0是反向饱和电流，q是基本电荷，n是结的理想因子，kB是玻尔兹曼常数，T是绝对温度，ΦB是电压依赖的肖特基势垒高度，A是接触面积，A*是所谓的理查森常数。拟合结果（红色和橙色实线）显示在图2a的内插图中。此外，在真空条件下观察到的电流增加可以归因于接触处孔的肖特基势垒的降低，70,71 以及可能由于吸附分子在真空中的脱附导致的p型掺杂水平降低而减少了通道散射率。图2



不同压力下的电学特性。在三种不同压力下，以半对数尺度测量的IV曲线，并且栅极接地；内插图显示了1巴压力下IV曲线的线性尺度及其每个分支的指数拟合（a）。对于Vds = 500 mV和不同压力下的线性尺度转移特性（b）。具有Te（c）和Mo（d）空位的MoTe2薄膜的展开能带结构，以总光谱权重强度的等高线图显示。原始MoTe2的原始晶胞能带结构以黑色实线显示。与Te和Mo空位相关的局域态出现在导带边缘（Te空位）和价带边缘（Mo空位）附近。能量零点对应于费米能级。从转移曲线中提取的场效应迁移率（蓝色y轴）和阈值电压（红色y轴）（e）。从转移曲线中提取的ION/IOFF比率（浅蓝色y轴）和滞后宽度（棕色y轴）（f）。所有a、b、e和f中的测量都在黑暗环境和室温下进行。如图2b所示，栅极电压Vgs可以调节通道内的电流，图中显示了在空气（1巴）和真空（10毫巴和10^-3毫巴）下，Vds = 500 mV时的转移特性。在整个相关偏压范围内，栅极电流Ig始终保持在10^-10 A以下。因此，记录的转移特性不受栅极漏电的影响。无论压力如何，材料都表现出p型行为，这从电流在负栅压下增加可以看出。这种行为与基于DFT计算预测的p型掺杂一致，后者认为Te和主要是Mo的空位会增加hole浓度（图2c和d）。实际上，模拟显示这些空位将费米能级向低能量方向移动，使晶体变为p型，同时引入带隙内的缺陷态。晶体管电流来源于通道中hole浓度的调制，在负栅压下降低。栅极电压的扫描方向显著影响电流，导致明显的滞后现象。这种行为在2D材料中很常见，并受到吸附在通道表面的分子和材料内部缺陷的强烈影响。72,73 Hole的场效应迁移率可以根据以下方程计算：


(3)

其中L和W是之前定义的通道尺寸，Cox = 4.06 × 10^-8 F cm^-2是氧化物电容，而在转移曲线的正向分支（从负电压到正电压扫描）的线性区域内，通过线性拟合计算漏电流对栅极电压的导数。然后通过拟合转移曲线的线性外推来确定阈值电压Vth。本研究中的所有转移曲线都应用了相同的程序；然而，线性拟合区域取决于测量条件。因此，Vgs的拟合窗口是逐个选择的，因为固定窗口是不合适的。74–76 在常压下，漏电流在Vgs = +30 V时约为0.12 μA，在Vgs = ?30 V时约为0.75 μA，因此在这些条件下的ION/IOFF比率为6.47。滞后可以通过其最大宽度HW来量化，其在常温和常压下的值为32 V。在相同条件下，hole的迁移率为μp = 0.26 cm2 V^-1 s^-1，而阈值电压为Vth = 29.62 V。低迁移率与材料中存在的固有缺陷（如Te或Mo）一致。此外，由于电学特性是在双探针配置下进行的，提取的场效应迁移率包括了接触电阻Rc的贡献，Rc与通道片电阻Rsh串联。77 因此，当传输部分受接触限制时，绝对迁移率值可能会被低估。尽管如此，所有测量都是使用相同的器件几何形状和相同的协议在变化的压力和温度下进行的；因此，报告的压力/温度趋势是有意义的，并且通过对其他参数的一致变化得到了证实。图3e报告了压力对μp（蓝色）和Vth（红色）的影响。与之前的观察结果一致，电流在真空下更大，并且显示出轻微的波动，可能是由于SBH和散射率的降低。这可能导致在较低压力下迁移率增加（在P = 10^-3 mbar时高达1.03 cm2 V^-1 s^-1），对应于更陡峭的曲线。吸附的空气分子减少导致阈值电压向左移动至10.52 V。这种行为将在后续讨论中详细分析。图2f清楚地显示了压力对ION/IOFF和HW的影响。ION/IOFF比率增加到9.81，而滞后宽度在真空下减小，表明部分滞后与表面吸附的分子有关。在真空下，减少的吸附物覆盖通常减轻了这些与表面相关的陷阱，导致滞后变窄。然而，曲线的两个分支仍然分开，P = 10^-3 mbar时HW = 16.25 V，表明仍有额外的捕获中心处于活跃状态。为了检查器件间的差异，检查了10多个在相似测量条件下的类似器件，即在真空（10^-3 mbar）下，在黑暗中和室温下。在这组器件中，提取的场效应迁移率范围从0.59 cm2 V^-1 s^-1到2.25 cm2 V^-1 s^-1，滞后宽度从17 V到24 V，ION/IOFF比率在6到9之间。此外，发现不同器件间的电流水平几乎相同，最大电流在Vgs = ?30 V和Vds = +0.5 V时达到约3.3 μA。此外，我们强调IV特性的整体趋势与整篇手稿中讨论的趋势一致，进一步支持了对MoTe2晶体管传输行为的解释。图3



真空下的电学特性。在P = 10^-3 mbar下，以半对数尺度输出的特性（a）。在P = 10^-3 mbar下，对于不断增加的Vds值，以半对数尺度显示的转移特性（b）。从转移曲线中提取的场效应迁移率（蓝色y轴）和阈值电压（红色y轴）作为漏极偏压的函数（c）。从转移曲线中提取的ION/IOFF比率（浅蓝色y轴）和滞后宽度（棕色y轴）作为漏极偏压的函数（d）。所有测量都在黑暗环境和室温下进行。如图2b所示，通过在空气（1巴）和真空（10毫巴和10^-3毫巴）下，Vds = 500 mV时的转移特性，栅极电压Vgs可以调节通道内的电流。在整个测量过程中监测了栅极电流Ig，并且在相关偏压范围内保持在10^-10 A以下。因此，记录的转移特性不受栅极泄漏的影响。无论压力如何，材料都表现出p型行为，这从电流在负栅压下增加可以看出。这种行为与预期由Te和主要是Mo空位引起的p型掺杂一致，这些空位基于DFT计算预测会增加hole浓度（图2c和d）。实际上，模拟显示这些空位将费米能级向低能量方向移动，使晶体变为p型，同时在带隙内引入缺陷态。晶体管电流来源于通道中hole浓度的调制，在负栅压下降低。栅极电压的扫描方向显著影响电流，导致明显的滞后现象。这种行为在2D材料中很常见，并受到吸附在通道表面的分子和材料内部缺陷的强烈影响。72,73 Hole的场效应迁移率可以根据以下方程计算：


(3)

其中L和W是之前定义的通道尺寸，Cox = 4.06 × 10^-8 F cm^-2是氧化物电容，而漏电流对栅极电压的导数在转移曲线的正向分支的线性区域内（从负电压到正电压扫描）通过线性拟合计算得出。然后通过拟合转移曲线的线性外推确定阈值电压Vth。这项程序应用于本研究中的所有转移曲线；然而，线性拟合区域取决于测量条件。因此，Vgs的拟合窗口是逐个选择的，因为固定窗口是不合适的。74–76 在常压下，漏电流在Vgs = +30 V时约为0.12 μA，在Vgs = ?30 V时约为0.75 μA，因此在这些条件下的ION/IOFF比为6.47。滞后可以通过其最大宽度HW来量化，其在常温和常压下的值为32 V。在相同条件下，hole的迁移率为μp = 0.26 cm2 V^-1 s^-1，而阈值电压为Vth = 29.62 V。低迁移率与材料中存在的固有缺陷（如Te或Mo）一致。此外，由于电学特性是在双探针配置下进行的，提取的场效应迁移率包括接触电阻Rc的贡献，Rc与通道片电阻Rsh串联。77 因此，当传输部分受接触限制时，绝对迁移率值可能会被低估。尽管如此，所有测量都是使用相同的器件几何形状和相同的协议在变化的压力和温度下进行的；因此，报告的压力/温度趋势是有意义的，并且通过其他参数的一致变化得到了证实。图3e报告了压力对μp（蓝色）和Vth（红色）的影响。与之前的观察结果一致，电流在真空下更大，并显示出轻微的波动，可能是由于SBH和散射率的降低。这可能导致在较低压力下迁移率增加（在P = 10^-3 mbar时高达1.03 cm2 V^-1 s^-1），对应于更陡峭的曲线。吸附的空气分子减少导致阈值电压向左移动至10.52 V。这种行为将在后面讨论中详细分析。图2f清楚地显示了压力对ION/IOFF和HW的影响。ION/IOFF比率增加到9.81，而滞后宽度在真空下减小，表明部分滞后与表面吸附的分子有关。在真空下，减少的吸附物覆盖通常减轻了这些与表面相关的陷阱，导致滞后变窄。然而，曲线的两个分支仍然分开，P = 10^-3 mbar时HW = 16.25 V，表明仍有额外的捕获中心处于活跃状态。为了检查器件间的差异，在相似的测量条件下（即在真空（10^-3 mbar）下，在黑暗中和室温下）检查了10多个类似器件。在这组器件中，提取的场效应迁移率范围从0.59 cm2 V^-1 s^-1到2.25 cm2 V^-1 s^-1，滞后宽度从17 V到24 V，ION/IOFF比率在6到9之间。此外，发现不同器件间的电流水平几乎相同，最大电流在Vgs = ?30 V和Vds = +0.5 V时达到约3.3 μA。此外，我们强调IV特性的整体趋势与整篇手稿中讨论的趋势一致，进一步支持了对MoTe2晶体管传输行为的解释。图3



真空下的电学特性。在P = 10^-3 mbar下，以半对数尺度输出的特性（a）。在P = 10^-3 mbar下，对于逐渐增加的Vds值，以半对数尺度显示的转移特性（b）。从转移曲线中提取的场效应迁移率（蓝色y轴）和阈值电压（红色y轴）作为漏极偏压的函数（c）。从转移曲线中提取的ION/IOFF比率（浅蓝色y轴）和滞后宽度（棕色y轴）作为漏极偏压的函数（d）。所有测量都在黑暗环境和室温下进行。这种残余的滞后与通道/电介质界面处的固有陷阱态和MoTe2内部的缺陷相关态一致，这些不受脱附的影响。可以从滞后宽度估计这种陷阱的数量，其与净捕获电荷和相应的有效陷阱密度nt有关：78,79


(4)

其中Cox是单位面积的栅极氧化物电容，HW是上面定义的滞后宽度，q是基本电荷。使用这种关系，在P = 10^-3 mbar时估计有效陷阱密度nt约为10^12 cm^-2。表1将当前MoTe2 FET的关键性能指标与文献中的代表性报告进行了对比。80–83 测量的hole迁移率与类似器件报告的迁移率相当。关于ION/IOFF比率，在使用Ni基接触的类似MoTe2器件中发现了类似的值，而在不同的接触方案下，根据器件几何形状和测量条件，通常会获得更大的ION/IOFF比率。表1


参考文献
接触
层次
电介质
环境
μp (cm2 V^-1 s^-1)
ION/IOFF
HW (V)
SBH (meV)

本研究
Ni/Au
3–5
SiO2
真空 (P = 10^-3 mbar)
1.03
9.81
16.25
～37.5

80
Ni
多层
SiO2
环境压力
0.55
～9
～45
150

81
Ti/Au
多层
SiO2
环境压力
10^-2
102
—
—


82
Cr/Au
4
SiO2
真空 (P = 10^-2 mbar)
—
103
—
—


83
Ti/Au
30
SiO2
环境压力
6.4
103
—
120

这种比较表明，本研究中观察到的相对有限的调制可能受到接触注入和陷阱相关掺杂的影响。特别是，Ni接触预期会促进MoTe2中的hole注入，降低hole的有效势垒，并在名义的“OFF”状态下增加残余导电性，这自然限制了可实现的ION/IOFF。此外，带隙内的陷阱态和与空位相关的缺陷可以增加背景载流子密度并导致滞后，进一步增加off电流并减少调制深度。一致地，真空下测量的器件显示出比环境条件下的滞后减少，支持了吸附物作为额外的、压力依赖的陷阱景观的贡献。可以采用几种策略来提高这些设备中的ION/IOFF比率和迁移率。主要通过改进制造工艺和后处理方法来减少电活性缺陷的密度，从而增强静电通道控制。此外，封装可以抑制吸附物引起的掺杂和捕获，从而减少滞后现象并改善导通（ON）和截止（OFF）状态之间的分离。最后，接触工程，例如使用金属1T′–MoTe2接触层，可以减轻接触限制的注入效应，并进一步提高可实现的调制幅度。

尽管如此，作为场效应晶体管（FET）的适度性能并不影响本研究的范围，本研究的重点在于阐明缺陷和陷阱状态在电荷传输中的作用。图3a显示了在高真空（10?3 mbar）条件下，通过将栅极电压从+40 V逐步降至?40 V（每次步进?10 V）所获得的输出曲线。确认了p型导电行为；确实，当施加负栅极电压时，无论施加在漏极上的偏压如何，电流都会增大。对于每个栅极电压值，Vds的指数趋势保持不变，只是曲线形状略有变化，这是由于栅极电压影响了材料在通道区域和接触区域的能带。如图3b中不同Vds下的转移曲线所示，通道电流的调制也受到漏极偏压的影响。由于接触层是肖特基类型的，因此在较高的Vds下电流呈指数增长，因此在较高漏极偏压下测量的转移曲线向右移动。图3c阐明了偏压对迁移率和阈值电压的影响。迁移率随Vds增加而增加，在Vds = 1 V时达到最大值2.70 cm2 V?1 s?1，这可以归因于接触电阻的降低以及在较高电场下从陷阱限制传输转变为更分散的传输状态。对于更高的Vds值，阈值电压也略有增加，从Vds = 0.1 V时的7.94 V增加到Vds = 1 V时的13.75 V。这种行为可以通过在较高偏压下有效的肖特基势垒降低来解释，这需要更正的栅极电压来完全耗尽通道中的空穴并关闭晶体管。最后，图3d报告了ION/IOFF比率和HW与Vds的依赖关系。随着Vds的增加，晶体管的导通和截止状态之间的分离减小。这种行为可以归因于由于漏极引起的势垒降低和陷阱辅助的传导作用增强了截止状态电流。最大滞后宽度对漏极偏压的非单调依赖性：随着偏压的升高，滞后宽度最初增加，然后在更高的偏压值下减小。一种可能的解释是：在高漏极电压下，更强的横向电场增强了介质的电荷捕获和释放，导致滞后宽度变宽。然而，在更高的漏极偏压下，陷阱占据倾向于饱和，减少了正向和反向扫描之间的有效阈值位移，从而导致滞后宽度减小。

i. 温度依赖性行为

在黑暗环境中且压力为10?3 mbar的条件下进行了温度测量，以更好地理解MoTe2的传输特性。图2a显示了在不同温度下（从77 K增加到400 K）的IV曲线。在较高温度下，载流子的动能增加，增强了在接触处的空穴注入，电流也随之增加。图表显示出随着温度的升高而逐渐减小的小不对称性，这与热电子传导一致。此外，随着温度的升高，可用的热能将载流子从材料内的缺陷陷阱或局域态中释放出来。这导致可移动载流子的浓度增加，从而提高了电导率。这种趋势是半导体的特征，在这种半导体中，价带中的电子获得了足够的能量通过带内态转移到导带中，导致电导率随温度的升高而增加。温度依赖性分析有助于提取两个金属-半导体接口处的肖特基势垒高度（SBHs）。为此，可以使用零偏压电流I0的温度依赖性，并根据以下方程构建Richardson图：

I0可以作为半对数IV曲线正向或反向偏压区域线性拟合的截距来提取。该分析针对正负漏极偏压值都进行了。图4b报告了对于Vds < 0计算的Richardson图。通过Richardson图的线性趋势（黑色虚线）证实了在温度高于200 K时的热电子传导。在较低温度下，偏差来自除了热电子发射之外的其他传导机制的开始，例如隧穿或复合。此外，这表明界面处存在空间不均匀的势垒高度和电位波动，导致某些区域的势垒高度高低不等。实际上，根据Werner–Güttler提出的模型，在不均匀性存在的情况下，势垒高度被视为具有平均值q?0B和标准差σ的高斯分布。在低温下，电荷传输主要由通过局部势垒降低区域的优先传导所主导，因此提取的有效势垒q?effB偏离平均值，Richardson分析不再产生一个单一的、与温度无关的势垒。随着温度的升高，载流子获得了足够的热能来采样分布的更大部分，q?effB趋近于平均势垒q?0B。因此，从高温线性区域（T ≥ 200 K）提取的SBH作为在考虑的偏压极性下室温接口的有效/平均势垒是可靠的。作为线性拟合斜率提取的SBHs仅略有不同。

图4展示了不同温度下（从77 K到400 K）的电气特性。IV曲线（a）。对应于正漏极偏压Vds > 0的Richardson图（b）。在Vds = 500 mV下，从77 K到400 K的温度下的转移特性（c）。双对数尺度上的场效应迁移率与温度的关系；蓝色和红色虚线表示线性拟合（d）。|SS|（e）和Vth（f）作为温度的函数，采用指数拟合（黑色虚线）。所有测量都在黑暗环境中且压力为10?3 mbar的条件下进行。图4c报告了在Vds = 500 mV下，从77 K到400 K的温度下的转移曲线。与IV曲线一致，电流随温度增加。具体来说，随着温度的升高，由于热激活，陷阱和局域态逐渐被清空，因此在施加正栅极偏压时这些态被填充得更多。因此，当晶体管处于截止状态时，温度引起的电流增加尤为明显。结果，截止状态电流随温度升高而上升，导致ION/IOFF比率相应降低。在考虑的温度范围内，每个温度值都保持了p型导电行为。图4d中的双对数图报告了空穴场效应迁移率的温度依赖性。μp从77 K到300 K随温度呈幂律增加，之后转变为幂律衰减。这种行为可以归因于不同的散射机制。在低温下，电荷传输主要受到材料中电离杂质的散射限制；在这种情况下，迁移率随温度的变化与...相反；在较高温度下，由于声子散射成为主导机制，迁移率随温度的变化为...。从双对数图的线性拟合中可以提取指数，得到μp ∝ T(1.9±0.05)（对于T < 300 K）和μp ∝ T(?2.3±0.7)（对于T > 300 K）。这些值与上述两种机制一致，然而，与理论值的缓慢偏差可以归因于其他散射机制，并与文献中的结果一致。亚阈值摆幅（SS）是从转移中提取的，并且其随温度的变化趋势在图4e中报告。通常，人们预期SS随温度线性变化，根据以下方程：

（6）

其中Dit是界面缺陷的密度，Cox是氧化物电容。然而，在本研究的情况下，实验拟合（黑色虚线）表明趋势是指数型的。这可以归因于能带尾部，即接近能带边缘的缺陷态，这些态指数级衰减到带隙中，导致参考文献105–107中的结果：

（7）

其中Ea是激活能。该方程适用于...，考虑到所研究的器件是合理的。从拟合中提取的激活能为Ea = 238 meV。这个值与文献中为MoTe2找到的其他值非常接近，并给出了能带尾部的扩展，即价带以上缺陷态的能量范围。在图4f中也可以观察到阈值电压的类似指数趋势。然而，在这种情况下，通过指数拟合（图中的黑色虚线）提取的激活能为Ea = 160 meV。尽管能量较小，但指数行为证实了MoTe2能带尾部在晶体管开关行为中的作用。

ii. 缺陷研究

如图5a所示，栅极调制受到热退火的影响，图显示了在P = 10?3 mbar条件下，将器件在400 K下加热1小时前后的转移曲线。显然，在退火后，整个Vgs范围内的电流都大大减小，ION/IOFF比率从9.81降低到3.11。即使空穴的迁移率从μp = 1.03 cm2 V?1 s?1降低到μp = 0.35 cm2 V?1 s?1，空穴仍然是主要的载流子。还观察到退火后出现轻微的双极行为，电子迁移率为μn = 0.06 cm2 V?1 s?1。这种行为与MoTe2 FET中广泛报道的双极肖特基势垒传输一致，可能反映了p型导电的强烈抑制（空穴密度降低/界面态的改变），这使得电子的贡献变得可观察。同时，阈值电压也从10.0 V轻微左移至8.7 V。为适当解释这一现象，必须考虑几个观察结果。表面污染物的脱附可以通过减弱O2和H2O分子的p型掺杂效应来降低电流，但由于接触点处空穴肖特基势垒的降低以及吸附物诱导散射的减少，这种效应通常会被抵消。退火后电流的显著降低和p型传输的抑制表明存在超出单纯脱附的机制。由于Te和Mo空位都会对材料的p型掺杂有所贡献，它们的钝化可能会抑制掺杂水平，从而导致导电性的下降。此外，在所采用的热预算下，发生结构相变的可能性很小，因为这种变化通常只在更高的温度（T > 1000 K）下才会发生。众所周知，MoTe2中的氧化相关过程强烈依赖于缺陷：空位可以作为促进氧键合/插层的活性位点，从而改变界面势能分布和带内态的分布。因此，在热退火之前，Mo和Te空位可能会引入类似受主的状态，这些状态会捕获价带中的电子并释放空穴。在平衡状态下，这将导致明显的p型行为。退火过程中提供的热能会促进Te和Mo空位的氧化和钝化，降低缺陷引起的空穴浓度，这与图5b中的DFT计算结果一致。退火可能会改变带内陷阱态的分布，如图5c中的能带模型所示。在这种情况下，退火前空位会增加空穴密度（图像的左侧），而当这些缺陷被钝化后，类似受主的陷阱态的密度会减少，导致空穴传输部分受到抑制，同时出现弱电子传输（图像的右侧）。退火后阈值电压的微小变化可以归因于陷阱态中电荷的改变。

图5

电学特性随压力的变化。在暗条件下，Vds = 500 mV，T = 300 K，P = 10^-3 mbar时，热退火前（绿色曲线）和退火后（红色曲线）的转移特性，退火温度为400 K，持续时间为1小时（a）。氧钝化后的MoTe2中Mo空位的未折叠能带结构。氧钝化减少了空位引起的p型掺杂及其相关的局域态。黑色实线代表原始晶胞的MoTe2能带结构。能量零点对应费米能级（b）。退火对器件表面影响的示意图以及相应的能带图（c）。为了进一步验证这一解释，在从10^-3 mbar到大气压的吸附过程中对器件进行了研究。在每个压力步骤后稳定30分钟以允许吸附，然后测量IV和转移曲线。这个等待时间是一个保守的选择；实际上，每次压力变化后的重复测量显示器件响应在这段时间内达到了稳定状态。图6a显示了该扫描过程中不同压力下的IV曲线。肖特基行为不依赖于压力，这是预期的，因为它是由于金属/半导体界面引起的。最初，随着空气分子浓度的增加，电流会降低，然后开始增加，如图6b中的导电率图所示。具体来说，导电率是从小偏压下的IV曲线中提取的，在这个范围内电流与Vds线性增长。初始的导电率降低可以用压力增加的散射中心密度来解释。然而，要完全理解这种非单调趋势，还必须考虑空穴的迁移率。图6c报告了扫描过程中不同压力下的转移曲线。从退火后的配置开始，器件表现出轻微的双极行为，由于电子在吸附物诱导的缺陷态中的捕获，n型导电逐渐被抑制。通道上吸附物的存在导致更高压力下的曲线更加嘈杂。图6d显示了空穴迁移率的趋势。μp减小，因为它与散射时间τ线性相关，而散射时间随着通道上吸附物浓度的增加而减少。最初，导电率G ∝ μpp（p是空穴密度）跟随μp的趋势，表明p没有显著变化。当达到102 mbar的压力时，迁移率停止减小，G开始增加。从这个压力开始，与吸附物相关的空穴浓度可能变得占主导，从而导致通道的p型掺杂。图6e和f中的DFT计算证实了氧物理吸附对原始MoTe2和具有氧钝化Mo空位的缺陷MoTe2的p型掺杂效应。

图5

电学特性随压力的变化。不同压力下的IV曲线，压力从10^-3 mbar增加到1 bar（a）。不同压力下的相应导电率（b）。Vds = 500 mV时不同压力下的转移特性（c）。空穴场效应迁移率的压力依赖性（d）。原始MoTe2（e）和具有氧钝化Mo空位的缺陷MoTe2（f）表面O2物理吸附的未折叠能带结构（e）和（f）中的黑色实线代表原始MoTe2的原始晶胞能带结构。能量零点对应费米能级。所有在（a）-（d）中的测量都是在黑暗和室温下进行的。

4. 结论

本研究通过结合实验和理论方法研究了基于MoTe2的场效应晶体管的电学行为。所有测量都在黑暗条件下使用双探针配置进行。器件在金属/半导体界面处表现出肖特基势垒，而转移特性一致显示了p型行为，并且在真空条件下导电性得到增强。尽管研究的器件在FET性能上有限，但这并不影响本研究的目的，本研究侧重于阐明缺陷和陷阱状态在电荷传输中的作用。在高真空条件下，观察到随着Vds偏压的增加，迁移率增加，这可能与接触电阻的降低有关，同时ION/IOFF比率也有所减少。温度依赖的测量显示，在正负漏极偏压下肖特基势垒高度几乎对称，ΦV>0B = 38 meV和ΦV<0B = 37 meV。对迁移率温度依赖性的分析表明，在300 K以下，离子化杂质散射是一个重要的传输机制，这可能与未钝化的Te和Mo空位的存在一致。在更高温度下，声子散射似乎成为主导机制。SS和Vth随温度呈指数增长，这与来自带尾态的热激活传输一致。热退火后，观察到真空下的通道导电率降低，这表明氧对空位的钝化可能抑制了p型掺杂。最后，增加测量室压力会增强分子吸附，这与通过引入额外散射过程而导致迁移率和导电率都有所降低一致；然而，在接近大气压时，吸附物的p型掺杂效应似乎变得显著。总之，这项联合实验和DFT研究表明，不同类型的缺陷，如内在空位、界面/边界陷阱和表面吸附物，可能共同控制MoTe2 FET中的电荷传输。

利益冲突

没有需要声明的利益冲突。

数据可用性

本研究的支持数据可在合理请求时从相应作者处获得。

致谢

A. D. B. 感谢萨莱诺大学的财政支持，授予的编号为ORSA254881的资助。这项工作还得到了爱尔兰研究（前身为科学基金会爱尔兰）通过AMBER研究中心（SFI-12/RC/2278_P2）和未来前沿PI奖（24/FFP-A/13329）的支持。同时也感谢EU MSCA项目101153933的支持。作者感谢SFI/HEA爱尔兰高级计算中心（ICHEC）提供的计算设施和支持。作者还感谢K. Momma和F. Izumi提供的软件支持。

参考文献